Detektory RTG a gama záření na bázi

Univerzita Karlova v Praze
Matematicko-fyzikální fakulta
DIPLOMOVÁ PRÁCE
Bc. Jakub Pekárek
Detektory RTG a gama záření na bázi polovodiče
CdTe/CdZnTe
Fyzikální ústav Univerzity Karlovy
Oddělení polovodičů a polovodičové optoelektroniky
Vedoucí diplomové práce: doc. Ing. Eduard Belas, CSc
Studijní program: Fyzika
Studijní obor: Optika a optoelektronika
Praha 2013
Poděkování
Děkuji všem pracovníkům Oddělení polovodičů a polovodičové
optoelektroniky při Fyzikálním ústavu Univerzity Karlovy za podporu a cenné rady.
Především bych chtěl velmi poděkovat vedoucímu mé diplomové práce –
Doc. Ing. Eduardovi Belasovi, CSc. – za příkladné vedení při experimentálních
měřeních, za obětavou pomoc při interpretaci získaných výsledků a za cenné rady při
konečném zpracování práce.
Děkuji též svému konzultantovi – Doc. RNDr. Romanu Grillovi, CSc. – za
pomoc při interpretaci získaných výsledků a za vysvětlení nejasností v teoretických
modelech. Za další konzultace a pomoc s dokončením práce bych chtěl též
poděkovat Prof. Ing. Janu Francovi, DrSc.
Dále bych chtěl poděkovat paní Věře Polákové za praktické rady při
manipulaci s nebezpečnými chemikáliemi a Doc. RNDr. Pavlu Moravcovi, CSc. za
hodnotné rady týkající se materiálu CdZnTe, teorie polovodičových detektorů a
s pomocí na měřící aparatuře Zygo NewView 5000.
V neposlední řadě jsem velmi vděčný studentskému kolektivu na oddělení
polovodičů a polovodičové optoelektroniky za vytvoření přátelského prostředí a
jejich obětavou pomoc. Jmenovitě RNDr. Štěpánu Uxovi za některé obrázky a za
výraznou pomoc při seznámení s měřícími aparaturami, zpracováním naměřených
výsledků a vysvětlení nejasností na získaných výsledcích. Mgr. Jakubovi Zázvorkovi
za změření odporu vzorků bezkontaktní metodou Corema a Mgr. Lukáši Šedivému
nejen za koncept diplomové práce, ale i za některé obrázky použité v práci.
A především musím poděkovat svým rodičům, bratrovi a přátelům za
poskytování morální podpory a domácího zázemí.
Prohlašuji, že jsem tuto diplomovou práci vypracoval samostatně a výhradně
s použitím citovaných pramenů, literatury a dalších odborných zdrojů.
Beru na vědomí, že se na moji práci vztahují práva a povinnosti vyplývající
ze zákona č. 121/2000 Sb., autorského zákona v platném znění, zejména skutečnost,
že Univerzita Karlova v Praze má právo na uzavření licenční smlouvy o užití této
práce jako školního díla podle § 60 odst. 1 autorského zákona.
V Praze dne 29. července 2013
Jakub Pekárek
Název práce: Detektory RTG a gama záření na bázi polovodiče
CdTe/CdZnTe
Autor: Jakub Pekárek
Katedra / Ústav: Fyzikální ústav Univerzity Karlovy
Vedoucí diplomové práce: doc. Ing. Eduard Belas, CSc., Fyzikální ústav
Univerzity Karlovy
Abstrakt: V předložené práci byl studován vliv různých typů leptání povrchu
a pasivace povrchu vysokoodporového polovodiče CdZnTe, za účelem
nalezení optimálních podmínek ke zlepšení vlastností kontaktu
kov-polovodič. Hlavní snahou bylo snížit hodnotu svodového proudu a tím
získat lepší rentgenové a gama spektra, neboli vytvořit detektor fungující za
pokojové teploty na bázi tohoto polovodiče s dostačujícím energetickým
rozlišením a co největší účinností sběru náboje. Jednotlivé povrchové úpravy
byly charakterizovány pomocí volt-ampérové charakteristiky, spektrální
analýzy a určením profilu vnitřního elektrického pole.
Klíčová slova: CdZnTe, detektory, V-A charakteristika, RTG a gama záření
Title: Gamma and X-ray CdTe/CdZneTe-based semiconductor detectors
Author: Jakub Pekárek
Department: Institute of Physics of Charles University
Supervisor: doc. Ing. Eduard Belas, CSc., Institute of Physics of Charles
University
Abstract: In the present work we studied an influence of different types of
surface etching and surface passivation of high resistivity CdZnTe-based
semiconductor detector material. The aim was to find the optimal conditions
to improve the properties of metal-semiconductor contact. The main effort
was to reduce the leakage current and thus get better X-ray and gamma-ray
spectrum, ie to create a detector operating at room temperature based on this
semiconductor material with sufficient energy resolution and the maximum
charge collection efficiency. Individual surface treatments were characterized
by volt-ampere characteristics, spectral analysis and by determination of the
profile of the internal electric field.
Keywords: CdZnTe, detectors, V-A characteristic, gamma & X-ray radiation,
Obsah
Předmluva .............................................................................................................. 1
1. Vlastnosti (CdZn)Te ........................................................................................... 3
1.1. Úvod .............................................................................................................. 3
1.2. Fyzikální vlastnosti ........................................................................................ 3
2. Teoretická část ................................................................................................... 5
2.1. Ionizující záření ............................................................................................. 5
2.1.1. Záření alfa ........................................................................................... 5
2.1.2. Záření beta .......................................................................................... 6
2.1.3. Záření gama ......................................................................................... 6
2.1.4. Rentgenové záření................................................................................ 7
2.2. Interakce ionizujícího záření s látkou ............................................................. 8
2.2.1. Fotoelektrický jev ................................................................................ 8
2.2.1.1. Vnější fotoefekt .................................................................... 8
2.2.1.2. Vnitřní fotoefekt ................................................................... 9
2.2.2. Comtonův jev ................................................................................... 10
2.2.3. Vznik elektron pozitronového páru ................................................... 11
2.3. Typy detektorů a princip detekce ................................................................. 11
2.3.1. Fotonové detektory ............................................................................ 12
2.3.1.1. Scintilační detektory ........................................................... 13
2.3.2. Základní parametry polovodičových detektorů .................................. 13
2.3.2.1. Energetické rozlišení ........................................................... 13
2.3.2.2. Transit time ........................................................................ 14
2.3.2.3. Účinnost sběru náboje ......................................................... 14
2.3.3. Vliv šumu na detekci záření .............................................................. 14
2.3.4. Typy polovodičových detektorů využívající vnitřního fotoefektu ...... 15
2.3.4.1. Speciální fotoodpor s koplanární mřížkou ............................ 16
2.4. Elektronické kontakty .................................................................................. 18
2.4.1. Ideální Schottkyho kontakt ................................................................ 18
2.4.2. Ideální Ohmický kontakt ................................................................... 21
2.4.3. Reálný kontakt kov-polovodič .......................................................... 22
2.5. Svodový proud ............................................................................................ 24
2.6. Cíl práce ...................................................................................................... 25
3. Experimentální část ......................................................................................... 26
3.1. Příprava vzorků ........................................................................................... 26
3.1.1. Řezání vzorků ................................................................................... 26
3.2. Povrchová úprava vzorku.............................................................................. 26
3.2.1. Broušení vzorku ................................................................................ 26
3.2.2. Leptání vzorku .................................................................................. 27
3.2.3. Pasivace vzorku ................................................................................ 27
3.3. Příprava kovových kontaktů ......................................................................... 28
3.4. Spektrální analýza ........................................................................................ 29
3.4.1. Výpočet spektrální analýzy ............................................................... 31
3.5. Transient-current technique ......................................................................... 34
3.5.1. Výpočet TCT .................................................................................... 37
3.6. Korekce modelových parametrů ................................................................... 39
4. Výsledky měření a diskuze výsledků ............................................................... 41
4.1. Vzorky ......................................................................................................... 41
4.2. Počáteční stav .............................................................................................. 41
4.3. Guard ring ................................................................................................... 42
4.4. Jednotlivé úpravy povrchu a srovnání s výchozím stavem ............................ 43
4.4.1. Úprava povrchu metodou (BE) .......................................................... 44
4.4.2. Úprava povrchu metodou (BEBM) .................................................... 47
4.4.3. Úprava povrchu metodou plazmatického leptání ............................... 49
4.4.4. Úprava povrchu metodou pasivace .................................................... 51
4.4.5. Profil vnitřního elektrického pole jednotlivých povrchových úprav .... 57
4.5. Pasivace Guard Ringu .................................................................................. 58
5. Shrnutí a závěr ................................................................................................. 60
Seznam použité literatury .................................................................................... 62
Seznam tabulek .................................................................................................... 64
Seznam obrázků .................................................................................................... 65
Seznam použitých zkratek .................................................................................... 67
Předmluva
Tato práce je zaměřena na studium detekce rentgenového (RTG) a gama
záření v detektorech na bázi teluridu kademnatého (CdTe) resp. teluridu
zinečnato-kademnatého (CdZnTe či CZT) pracujících za pokojové teploty. Mimo to,
že má tento materiál velký aplikační potenciál v detekci zmíněného záření [1], [2], se
též používá pro výrobu solárních článků, elektrooptických modulátorů a jako
podložka pro epitaxní růst polovodiče Hg1-xCdxTe, jež je kvalitním detektorem
infračerveného (IČ) záření.
Fotovoltaické tenkovrstvé články na bázi CdTe se ukazují být vhodnou
alternativou ke křemíkovým článkům. Účinnost takto zhotovených solárních panelů
dle National Renewable Energy Laboratory dnes dosahuje až 18,7%. Cena jednoho
Wattu špičkového výkonu (Wp) vyrobeného CdTe panelem je dnes kolem 0,84$/Wp,
kdežto při použití křemíkových panelů (c-Si) je cena kolem 1,06$/Wp [3].
V případě detektorů je snaha nahradit v některých aplikacích dnes používané
materiály (Si, Ge,…), jež mají v určitých případech aplikační problémy, právě tímto
studovaným materiálem. Např. křemík, kvůli své nízké absorpční schopnosti, je
schopen detekovat pouze nízkoenergetické záření (~50keV). Germanium má
absorpční schopnost vyhovující, ale kvůli své malé šířce zakázaného pásu je třeba
germaniové detektory chladit na teplotu kapalného dusíku, aby se snížil šum
detektoru. Dnes též hojně využívané scintilační detektory kombinované s CCD
kamerami zase nemají dostačující rozlišení [4].
O využití CZT jakožto detektorů záření se jedná převážně v lékařství
(tomografie),
v průmyslu,
monitorování
radioaktivních
prvků
v jaderných
elektrárnách, úložištích jaderného odpadu či jiných podobných pracovišť, ale též i
k posílení zabezpečení letišť a jiných významných objektů v rámci boje proti
terorismu.
Pro spektroskopické aplikace lze vyrobit detektory s vysokým spektrálním
rozlišením, fungující za pokojové teploty, což je dáno dostatečnou šířkou zakázaného
pásu.
Detekční vlastnosti CdTe/CdZnTe jsou ovlivněny nejen jeho vnitřní
strukturou (defekty a příměsi v materiálu) [5], ale i metodou přípravy kontaktů na
povrchu detektoru. Účinnost sběru náboje (Charge collecion efficiency – CCE)
1
dopadajícího záření silně závisí na vnitřním elektrickém poli detektoru, jež je právě
ovlivněno kovovými kontakty na povrchu detektoru. Vhodným typům kovů užitých
jako kontakt na CZT detektorech se věnuje [6]. Tato diplomová práce je zaměřena
převážně na studium úpravy a pasivace povrchu detektorů, což má za následek
snížení svodového proudu a zlepšení detekčních vlastností, a také na přípravu
kovových kontaktů,.
Testováním různých příprav kontaktů na povrchu polovodiče a následným
určením detekčních vlastností takto zhotoveného detektoru bylo možné vybrat
nejvhodnější metodu přípravy.
Struktura práce je následující. V 1. kapitole je charakterizován materiál
(CdZn)Te. V teoretické části kapitoly 2. jsou definovány základní principy
aplikované při experimentech a v kapitole 3. jsou uvedeny experimentální metody,
kterými byly jednotlivé detektory připraveny a charakterizovány. Získané výsledky
měření a následná diskuze je uvedena v kapitole 4. V závěrečné 5. kapitole je shrnutí
výsledků a především motivace k dalšímu studiu a rozšiřujícímu směru výzkumu.
2
1. Vlastnosti (CdZn)Te
1.1. Úvod
Polovodiče jsou pevné látky, které mají měrný odpor mnohem větší než
kovové vodiče, ale menší než izolanty. Elektrická vodivost polovodičů závisí na
vnějších nebo vnitřních podmínkách a je možné ji snadno změnou těchto podmínek
ovlivnit. Změna vnějších podmínek znamená dodání některé z druhů energie
(tepelná, světelná, elektrická,…), změnu vnitřních podmínek představuje příměs
jiného prvku v polovodiči.
Polovodiče lze rozdělit na základní a směsné. Základní polovodiče se
nacházejí v periodické tabulce ve IV skupině a mezi nejvýznamnější prvky patří Si a
Ge. Směsné polovodiče zpravidla tvoří prvky III-V či II-VI sloučeniny. Nejběžněji
používaný zástupce z III-V sloučenin je GaAs/GaAlAs a mezi II-VI sloučeniny patří
například CdTe/CdZnTe.
1.2. Fyzikální vlastnosti
Kadmium telurid krystalizuje ve sfaleritové plošně centrované krystalové
struktuře s prostorovou grupou F – 43m. Krystalová struktura je tvořena dvěma
navzájem diagonálně posunutými kubickými plošně centrovanými mřížkami (jedna
je tvořen pouze atomy Cd a druhá jen atomy Te). Graficky je struktura znázorněna na
obr. 1.1.
Obr. 1.1: Sfaleritová krystalická struktura [7]
3
Jedná se o přímý polovodič, k jehož výhodám patří poměrně velká šířka
zakázaného pásu (Eg ≈ 1,5 eV při teplotě 300 K), kde je možné tuto hodnotu
modulovat přidáním Zn v rozmezí Eg ≈ 1,5 – 2,3 eV. Kromě toho je to jeho vysoké
střední atomové číslo (Z ≈ 50), nízká energie k vytvoření elektron-děrového (e – h)
páru (Ep ≈ 4,5 eV), relativně vysoká hustota materiálu a vysoká elektronová
pohyblivost při pokojové teplotě (e ≈ 1050). Další výhodou polovodiče
CdTe/CdZnTe je možnost přípravy materiálu typu n i typu p, a to jak ve vodivé, tak i
vysoko odporové formě. Dopováním lze vodivost materiálu ovlivňovat. Podrobněji
je možnost změny vodivosti rozebrána například v [8].
Hustota CdTe je  = 5,85 g/m3, přičemž molekulová hmotnost
M = 240,01 g/mol. Efektivní hmotnost elektronů je 0,11m0 a děr 0,4m0. Další
fyzikální vlastnosti jsou uvedeny v Tabulce 1.1 [5].
Tabulka 1.1: Základní fyzikální vlastnosti CdTe při teplotě 300 K a tlaku
1 atm [5]
Materiálový parametr
Hodnota
Mřížková konstanta a [Å]
6,482
Teplota tání [°C]
1092
Teplota varu [°C]
1130
Relativní permitivita r
10,2
Pohyblivost elektronů e [cm2/Vs]
1050
Pohyblivost děr h [cm2/Vs]
100
Elektronová afinita  [eV]
4,5
2
Tvrdost [kg/mm ]
50
4
2. Teoretická část
2.1. Ionizující záření
Za ionizující záření je považováno takové záření, jehož kvanta mají
dostatečnou energii na to, aby během svého průletu přímo či nepřímo odtrhovaly (tj.
ionizovaly) podél své dráhy elektrony z elektronového obalu atomů či molekul.
Takto vznikne z dané molekuly kationt a volný elektron. V případě ionizujícího
záření se tedy jedná o přenos energie, jež může být ve formě elektromagnetického
záření, či ve formě hmotných částic.
Do ionizujícího záření se zahrnuje:
a) záření  (proud heliových jader 24He)
b) záření  (proud elektronů či pozitronů)
c) záření  (fotony)
d) rentgenové záření (RTG, v anglicky hovořících zemích X-ray)
e) neutronové záření (proud neutronů, označován též jako n-ray)
Přímo ionizují jen nabité částice, tedy částice (heliová jádra) či (elektrony
a pozitrony jaderného původu), dále též elektrony a pozitrony nejaderného původu
(vzniklé např. v urychlovači) a jiné částice s energií dostatečnou k ionizaci.
Nepřímo ionizovat mohou nenabité částice, tj. fotony a záření  (fotony
jaderného původu) a neutrony. Nenabité částice při interakcích s atomy či jejich
jádry uvolňují přímo ionizující částice nebo vyvolávají jaderné přeměny provázené
emisí takových částic [9].
2.1.1. Záření alfa
Záření  je korpuskulární záření. Jeho částicemi je proud jader 24He. Částice
 vznikají při -rozpadu těžkých jader popsaným rovnicí [9]:
A
Z
X  AZ42Y  24 ,
(2.1)
kde X resp. Y jsou jádra izotopů před přeměnou resp. po přeměně alfa a Z resp. A je
protonové resp. nukleonové číslo izotopu. Rychlost vzniklých  částic může být
5
značná, jejich dosah na vzduchu je však krátký (~40 cm) a vzhledem k jejich
velikosti jde o nejlépe se absorbující druh jaderného záření, které lze odstínit již
listem papíru. Mají tedy malou pronikavost, ale silné ionizační účinky na okolí
(částice  je schopna ionizovat podél své trajektorie cca 105 atomů než ztratí svoji
energii) [10]. Hrozba nastává při vdechnutí či požití zdroje  částic, kdy působí
nebezpečně uvnitř organismu.
2.1.2. Záření beta
Záření  je též korpuskulární záření, jehož částicemi je proud elektronů či
proud pozitronů .
Záření vzniká během tzv. pozitronové přeměny, kdy dochází k emisi
pozitronu a elektronového neutrina (e). Takovouto přeměnu lze popsat následnou
rovnicí [9]:
A
Z
X  Z 1A Y      e .
(2.2)
K pozitronové přeměně dochází prakticky jen u umělých nuklidů. U vzniklého
pozitronu dochází k velmi rychlé anihilaci s elektronem za vzniku dvou fotonů  o
energiích 511 keV.
Při přeměně  je emitován elektron a elektronové antineutrino ( e ), což lze
popsat rovnicí [9]:
A
Z
X  Z 1A Y      e .
(2.3)
Vzniklé elektrony se vyznačují spojitým energetickým spektrem. Pro každý nuklid je
charakteristická maximální hodnota kinetické energie emitovaného elektronu.
Pronikavost  záření je o něco větší než u  částic, k jejich zastavení stačí vrstva
vzduchu silná přibližně 2,5 m či vrstva kovu o tloušťce 1 mm [10].
2.1.3. Záření gama
Jedná se o vysokoenergetické elektromagnetické záření vznikající při
radioaktivních a subjaderných dějích. Často je definováno jako záření o energii
fotonu nad 10 keV, což odpovídá vlnové délce kratší než 124 pm [3]. Často vzniká
spolu s  či  zářením při radioaktivním rozpadu jader. Když jádro vyzáří částici
6
α nebo β, nové jádro může být v excitovaném stavu. Do nižšího energetického stavu
může přejít vyzářením fotonu  . Při společném vzniku  záření lze tento proces
schematicky popsat následovně [10]:
A
Z
X  Z A1Y *      e ,

A
Y *

Z 1Y ,
A
Z 1
(2.3´)
(2.4)
kde Y* značí vzniklý excitovaný izotop a rovnice (2.3´) vychází z rovnice (2.3).
Na rozdíl od  a  záření nemají fotony elektrický náboj, tudíž nejsou
odchylovány ani v elektrickém ani v magnetickém poli. V látce se tedy šíří volně a se
značným dosahem.
2.1.4. Rentgenové záření
RTG záření je elektromagnetické záření o vlnových délkách 0,1 nm až 10 nm.
Vzniká přeměnou energie rychle se pohybujících elektronů, které dopadají na povrch
kovové elektrody, na energii elektromagnetického záření. Podle vlnové délky se
rozlišuje:
1) měkké RTG záření – větší vlnová délka
2) tvrdé RTG záření – vlnová délka blízká  záření
Při dopadu katodového záření (proud elektronů urychlený elektrickým polem)
na kovovou anodu vzniká pronikavé RTG záření. Podle způsobu vzniku záření se
rozlišuje:
a) Brzdné záření – rychle letící elektrony po dopadu na kovový terč brzdí a
dochází ke změně jejich dráhy. Energie ztracená při průchodu terčem se
vyzáří ve formě tzv. brzdného rentgenového záření, jež je charakteristické
širokým, spojitým energetickým spektrem. Energie brzdného rentgenového
záření nezávisí na materiálu terče, ale jen na rychlosti elektronů. Čím je větší
energie (rychlost) elektronů, tím tvrdší záření vzniká.
b) Charakteristické záření – nezávisí na energii elektronů, ale jen na materiálu
kovového terče. Rychle letící elektron v tomto případě odevzdá svou
kinetickou energii elektronu vnitřní slupky atomového obalu materiálu anody,
až dojde k jeho excitaci nebo ionizaci. Následný návrat atomu do základního
energetického
stavu
je
spojen
s
7
vyzářením fotonu charakteristického
rentgenového záření. Toto rentgenové záření má čárové spektrum a je
charakteristické pro konkrétní prvek; jeho energie je tím vyšší, čím je vyšší
protonové číslo materiálu, na nějž elektrony dopadají.
2.2. Interakce ionizujícího záření s látkou
Jak již bylo řečeno, přímo interagují s látkou pouze korpuskulární částice
(). Naopak fotony a RTG fotony1 se šíří v látce volně a ionizují a uvolňují z ní
nabité částice v důsledku fotoefektu, Comptonova jevu a vzniku elektronpozitronového páru [10],[11].
2.2.1. Fotoelektrický jev
Fotoelektrický jev neboli fotoefekt je jev, kdy foton interaguje s elektronem
v atomovém orbitalu a předá mu veškerou energii, což umožňuje elektronu opustit
atom. V případě interakce s pevnou látkou (kov, polovodič), lze fotoefekt rozdělit na
vnější a vnitřní.
2.2.1.1. Vnější fotoefekt
Jestliže dopadající záření má dostatečnou energii, mohou excitované
elektrony překonat povrchovou bariéru a dochází tak k emisi elektronů
z látky do
prostoru. Schematické znázornění energetického procesu fotoelektronové emise
z kovu a polovodiče je na obr. 2.1a,b.
Pro elektrony, jež jsou emitovány z povrchu kovu
dopadajícím fotonem o
energii h, lze zapsat jejich maximální kinetickou energii:
Emax  h  W ,
(2.5)
kde W je výstupní práce z kovu, která udává energetický rozdíl mezi klidovou energií
elektronu ve vakuu (E0) a energií elektronu na Fermiho hladině (EF). Nejnižší
1
Hranice mezi rentgenovým a γ zářením je neostrá a jejich spektra se částečně překrývají. Pokud
příslušné fotony vznikají v atomovém jádře, potom se hovoří o γ-záření, jestliže příslušné fotony vznikají v
elektronovém obalu, mluvíme o rentgenovém záření.
8
výstupní práce kovu je 2 eV pro cesium, proto je možné používat tyto detektory
pouze ve viditelné a ultrafialové (UV) oblasti [11].
Obr. 2.1: Fotoelektronová emise: a) z kovu, b) z polovodiče [11]
V případě polovodičů jsou obvykle uvolňovány elektrony z valenčního pásu a
pro fotoemisi platí obdobný vztah [11]:
Emax  h  E g    ,
(2.6)
kde Eg je šířka zakázaného pásu a  je elektronová afinita polovodiče, která udává
energetický rozdíl mezi klidovou energií elektronu ve vakuu E0 a dnem vodivostního
pásu. Jelikož energie Eg + je pro některé polovodiče nižší než W(Cs), mohou tyto
detektory pracovat i v IČ oblasti.
Vnějšího
fotoefektu
se
využívá
ve
fotonkách,
fotonásobičích
a
mikrokanálových detektorech [11].
2.2.1.2. Vnitřní fotoefekt
V případě dopadajícího záření, které nemá dostatečnou energii na uvolnění
elektronů z povrchu polovodiče, může dojít k vnitřním elektronovým přechodům, při
kterých se fotoexcitací uvolňují nosiče (elektrony nebo díry), které zůstávají uvnitř
látky. Přiložíme-li na polovodič elektrické pole, projeví se tyto uvolněné nosiče
nárůstem vodivosti – vzniká fotovodivost. Na obr. 2.2 jsou znázorněny tři skupiny
elektronových přechodů:
9
Obr. 2.2: Vnitřní fotoefekt [11]
a) Vlastní neboli intrinzické – excitace elektronů z valenčního pásu do
vodivostního pásu polovodiče. Tzv. vlastní fotovodivost.
b) Příměsové – excitace elektronů z valenčního pásu na akceptorovou hladinu
(EA) nebo excitace elektronů z donorové hladiny (ED) do vodivostního pásu.
Tzv. nevlastní vodivost.
c) Interakce s volnými nosiči – excitace elektronů mezi stavy vodivostního
pásu
Převážná většina polovodičových detektorů RTG a gama záření pracuje
v režimu vlastní vodivosti, tedy nepodléhají negativním vlivům jako polovodičové
detektory IČ záření, které mají nízké absorpce v příměsových hladinách, což
vyžaduje větší tloušťku detektoru.
2.2.2. Comptonův jev
Comptonův jev či Compton-Debyeův jev je interakce fotonu s volným nebo
se slabě vázaným orbitálním elektronem. Jedná se o pružnou srážku, při níž část
energie fotonu umožní únik elektronu z atomu a zbytek energie je vyzářen ve formě
méně energetického fotonu. Ze zákona zachování energie plyne:
h  h ´ E k 1  cos  
(2.7)
kde  je frekvence záření původního dopadajícího svazku, ´ je frekvence záření
rozptýleného svazku a Ek je kinetická energie elektronu po srážce. Sekundární foton
se vychyluje v intervalu  = 0° – 180° a na odchylce je závislá jeho energie. Pokud
dochází ke zpětnému rozptylu (tj. 180° úhel), má odražený foton nejmenší energii.
10
2.2.3. Vznik elektron-pozitronového páru
Tento jev nastává při průletu fotonu v dosahu coulombické síly jádra. Energie
fotonu je využita k vytvoření elektron-pozitronového páru. Na vznik těchto dvou
částic je třeba 1,02 MeV (což je energetický ekvivalent dvou klidových hmotností
elektronu), zbylá energie se změní v kinetickou energii vznikajícího páru a jádra.
Pozitron má velmi krátký čas rozpadu. Během asi 10-8 s anihiluje s volným
elektronem při vyzáření 2 gama fotonů o energii po 511 keV.
2.3. Typy detektorů a jejich principy detekce
Jestliže chceme charakterizovat ionizující záření, je nutné ho detekovat
vhodným detektorem ionizujícího záření. Ve většině případů se používají detektory,
které poskytují elektrický výstupní signál. Detekce ionizujícího záření je založena na
interakci záření s hmotou (viz kap. 2.2.). Při použití spektrometrického detektoru,
dostaneme nejen informaci o registraci interakce částice a časového okamžiku, kdy
k interakci došlo, ale též stanovíme energii oné částice, z které lze zpětně určit, o
jakou částici se jedná.
Detektory RTG a gama záření lze rozdělit do několika kategorií [11].
Emulsní detektory
Mezi emulsní detektory patří např. fotografická emulze. Jedná se o nejstarší
detektory, kdy interakcí ionizujícího záření dochází k fotochemické reakci materiálu,
což se projeví zčernáním. Dnešní fotografické desky v RTG přístrojích lze používat
opakovaně.
Plynové detektory
Za standardních podmínek se plyn chová jako izolant. Působením záření
dochází k ionizaci molekul nebo atomů plynu, důsledkem čehož vzrůstá vodivost
plynu. Mezi plynové detektory patří např. ionizační komora, nebo Geiger-Müllerův
čítač. V případě určování dráhy částic se používají např. mlžná nebo bublinková
komora.
11
2.3.1. Fotonové detektory
Fotonové detektory fungují na principu vnějšího či vnitřního fotoefektu
popsaném v kapitole 2.2.1. Výstupní signál fotonových detektorů závisí na vlnové
délce dopadajícího záření, absorpčním koeficientu materiálu, z kterého je detektor
vyroben, a velikosti generovaného náboje. Do této kategorie patří např. fotonásobič
(vnější fotoefekt) a polovodičové detektory (vnitřní fotoefekt).
Výhodou polovodičových detektorů oproti plynovým je skutečnost, že
energie potřebná k vytvoření (e – h) páru je řádově desetkrát menší, než energie
nutná k vytvoření páru elektron – iont.
Mezi důležité materiálové parametry kvalitního polovodičového detektoru
RTG či gama záření patří vysoké atomové číslo Z, s jehož hodnotou vzrůstá
absorpční koeficient; velký měrný odpor , zvyšující citlivost detektoru; velká šířka
zakázaného pásu Eg, umožňující detekovat vysokoenergetické záření a která snižuje
tepelný šum detektoru; a vysoká hodnota součinu , charakterizující transport
náboje uvnitř detektoru. Hodnoty těchto parametrů na dnes nejběžněji používaných
kvalitních detektorech Si a Ge v porovnání s CdTe jsou zobrazeny v tabulce 2.1.
Tabulka 2.1: Důležité materiálové parametry detektorů RTG a gama záření na bázi
materiálu Si, Ge a CdTe [3]
Materiál
Z
Eg [eV] e [cm2/V·s] (20°) [Ω·cm]
Si
14
1,12
1350
105
Ge
32
0,67
3900
102
CdTe
50
1,5
1050
109
Hlavní rozdíl mezi Si a CdTe je v hodnotách měrného odporu. Čistý Si
nedosahuje vysokoodporových hodnot, proto se do něho zavádí Li, které zvedá
hodnotu měrného odporu až o dva řády. V případě CdTe stejnému efektu dopomáhá
záměna atomů Cd za atomy Zn. Taktéž je patrný rozdíl mezi nižší hodnotou
zakázané energie a protonovým číslem, jež se projeví nižší absorpční schopností Si,
v důsledku čehož je tento materiál schopen detekovat pouze nízkoenergetické záření
pod 50 keV.
Ačkoliv CZT nedosahuje tak vysokých elektronových pohyblivostí jako Ge,
jeho největší výhodou oproti tomuto materiálu je fakt, že měrný odpor je o několik
12
řádů vyšší a šířka zakázaného pásu je téměř dvaapůlkrát tak větší, tudíž je možné
CZT detektory provozovat za pokojové teploty a není nutné je chladit, aby se
zabránilo tepelnému šumu, jak je tomu právě v případě germaniových detektorů.
2.3.1.1. Scintilační detektory
Scintilační detektory, též zvané scintilátory. Při interakci záření dojde k
excitaci elektronů scintilátoru do vyšších energetických stavů. Při jejich návratu do
základního stavu se emitují fotony zpravidla ve viditelné oblasti (světelný záblesk),
které je již možné detekovat např. fotokatodou fotonásobiče a přeměnit jejich signál
na elektrický impuls. Pro technické aplikace se nejčastěji používají scintilační
krystaly obklopeny z bočních stran reflektorem a mezi krystalem a fotokatodou je
optický kontakt, čímž je zaručen maximální tok fotonů na fotokatodu. Nevýhodou
scintilačních detektorů je fakt, že energie nutná k uvolnění jednoho elektronu
z fotokatody fotonásobiče je asi 50 krát větší než energie k tvorbě jednoho elektronděrového páru v polovodiči. Energetická rozlišovací schopnost je proto mnohem
nižší než mají polovodičové detektory [12].
2.3.2. Základní parametry polovodičových detektorů
2.3.2.1. Energetické rozlišení
Pokud máme monoenergetické dopadající záření, o dostatečně nízké
intenzitě, takže můžeme detekovat jednotlivé dopadající fotony, potom na
multikanálovém analyzátoru (MCA) dostaneme spektrum, které odpovídá sebranému
náboji na detektoru. Tento náboj je úměrný energii fotonu dopadajícího záření E.
Energetické rozlišení je potom dáno [11]:
R
FWHM
,
E
kde FWHM (full width at half maximum) je pološířka píku.
13
(2.8)
2.3.2.2. Transit time
Transit time, neboli doba přechodu udává čas, za který se nosič náboje
dostane od jedné elektrody ke druhé.
2.3.2.3. Účinnost sběru náboje
Účinnost sběru náboje, zkratkou CCE z anglického charge collection
efficiency, je dána vztahem [11]:
CCE 
Qm
100% ,
Q0
Q0  e
E
Ep
,
(2.9)
kde Qm je indukovaný náboj vytvořený pohybem fotogenerovaných nosičů
v detektoru změřený na nábojově citlivém předzesilovači a obsahující všechny vlivy
šumu (šum viz kap. 2.3.3), Q0 je maximální náboj, který může vytvořit dopadající
záření o energii E, e je náboj elektronu a Ep je energie potřebná k vytvoření jednoho
(e – h) páru.
2.3.3. Vliv šumu na detekci záření
Šum je definován jako náhodná fluktuace měřeného signálu se stejným
frekvenčním rozsahem jako měřený signál. Jinými slovy jde o to, že se amplituda
měřeného signálu mění náhodným způsobem v čase. Existuje několik skupin šumu
ovlivňující detekci záření v polovodičových detektorech [11]:
a) Výstřelový – jedná se náhodné fluktuace toku dopadajících fotonů (fotonový
šum) či o náhodnou generaci (e – h) párů (fotoelektronový šum). V důsledku
těchto fluktuací není výsledný náboj tekoucí polovodičem za stejný časový
interval konstantní.
b) Tepelný – způsobený náhodným termálním pohybem nosičů proudu
v detektoru i v obvodových součástkách. Tento šum roste s teplotou a klesá
s odporem, proto jsou vhodné k výrobě detektorů vysoko-odporové materiály.
c) Generačně-rekombinační – dopadem záření vznikají nadbytečné (e – h)
páry, které časem rekombinují.
14
d) 1/ či plápolavý – amplituda tohoto šumu je úměrná 1/. Předpokládá se, že
se jedná o šum způsobený vlivem kontaktů.
e) Šum pozadí – krom signálu dopadajícího záření detektor registruje i tepelné
záření svého okolí. Vliv tohoto šumu závisí na oboru spektrální citlivosti
detektoru, teplotě okolí a na prostorovém úhlu, pod kterým dopadá záření na
detektor.
f) Temný proud – jedná se o proud tekoucí vzorkem bez osvětlení. Ve své
podstatě se nejedná přímo o šum, ale o nechtěný signál. Nicméně jakožto
každý signál i temný proud obsahuje šum a to převážně výstřelový šum.
Všechny šumy se v naměřeném spektru projevují rozšířením měřeného fotopíku
a snižují jak energetické rozlišení, tak CCE detektoru.
2.3.4. Typy polovodičových detektorů využívající vnitřního fotoefektu
Konstrukčně nejjednodušším detektorem je fotoresistor neboli fotoodpor.
Jedná se o pasivní elektronickou součástku bez P-N přechodu, jejíž elektrický odpor
je úměrný fotonovému toku. Dopadající fotony generují (e – h) páry a ty přispívají ke
snížení elektrického odporu. Jestliže na fotoodpor přiložíme vnější elektrické pole,
dojde k transportu nosičů, který má za následek změnu elektrického proudu
v obvodu. Na fotoodporech se měří buď přímo zvýšený proud (fotovodivost) úměrný
fotonovému toku (čím více fotonů dopadá, tím více vzniká (e – h) párů), nebo pokles
na zatěžovacím odporu RL. Základní schéma zapojení fotoodporu je na obr. 2.3.
Obr. 2.3: Schéma fotoodporu [11]
15
Ve fotoodporech je dominantní generačně-rekombinační šum (viz kap. 2.3.3)
a šum způsobený temným proudem.
Pro vysokou rozlišení a vysokou účinnost sběru náboje je tedy potřeba
velkého odporu a velkého součinu .
Dalším typem polovodičového detektoru jsou detektory s přechodem PN.
Mezi tyto detektory patří fotodioda, která má rychlou reakci na změny fotonového
toku (~10-9 – 10-6 s). PIN Fotodioda, která má v závěrném směru, díky intrinsické
oblastí I, rozšířenou oblast prostorového náboje (OPN). Tedy větší fotocitlivý objem.
Pokud je citlivost fotodiod či PIN diod nedostačující je možné použít lavinových
fotodiod – APN (avalanche photodiode), které vykazují vlastní zesílení.
Dalšími detektory pracujícími na principu vnitřního fotoefektu jsou
Schottkyho
fotodioda,
využívající
usměrňujících
účinků
kov-polovodič,
fototranzistor, u kterého stejně jako u APN dochází k vnitřnímu zesílení [11].
2.3.4.1. Speciální fotoodpor s koplanární mřížkou (Coplanar Grid detektor –
CG detector)
Negativní vlastností CZT i ionizačních komor je jejich nepřímá úměra
tloušťky detektoru vůči schopnosti detekovat signál. Nejen schopnost detekce
signálu ale i další parametry detektoru jsou ovlivněny jeho tloušťkou. V případě CZT
se v principu jedná o jev, kdy po vygenerování (e – h) páru jsou rychlé elektrony
v krátkém čase sebrány na anodě, kdežto pomalé díry mají velkou pravděpodobnost
záchytu v pastech a putují dlouhý čas skrz vzorek ke katodě, což značně ovlivňuje
CCE. Tento jev se obecně pozoruje u tlustších detektorů (> 5 mm tloušťky).
Nicméně, tenké vzorky zase mají mnohem horší detekční účinnost -záření.
Nejlepší metodou jak se vypořádat se záchytem děr v detektoru je snímání
pouze jednoho náboje. Neboli, zanedbat vliv děr a snímat pouze záporné elektrony.
Poprvé s touto metodou přisel Frisch v roce 1944 pro plynové ionizační komory [13].
Frisch vložil mřížkovou elektrodu, známá jako Frish grid - FG, do blízkosti anody.
FG se chová jako elektrostatický štít v oblasti mezi katodou a mřížkou, zatímco
oblast mezi mřížkou a anodou se stává vysoce citlivou na pohyb nosičů náboje. Tedy
počet událostí zaznamenaných mezi katodou a mřížkou, což je většina objemu
detektoru, se projeví rychlým pohybem elektronů skrz mřížku a indukcí celého jejich
16
Obr. 2.4: Konstrukce CG 1. generace [14]
náboje na anodě, kdežto pomalé kationty cestují opačným směrem a neindukují
žádný náboj na anodě. Bohužel využití tohoto jevu by bylo velice obtížné
implementovat na polovodičové detektory, jelikož by to vyžadovalo vnoření mřížky
do krystalového materiálu.
V roce 1994 P.N. Luke objevil novou metodu, vhodnou k užití na
polovodičových detektorech, nazvanou koplanární mřížka (CG) [14]. CG se skládá
z řady úzkých pásků, které jsou koplanárně spojeny dohromady, jak je znázorněno na
obrázku 2.4 a na obrázku 2.5 je vykresleno schéma zapojení takovéto struktury.
Na obr. 2.4 jsou vidět dvě anody. Anoda 1 je sbírající (tedy je na ní připojeno
vnější napětí) , kdežto anoda 2 je nesbírající (tedy je uzemněna).
Kvalitní přípravou takovýchto elektrod a počítáním rozdílu signálu mezi
dvěma mřížkami lze dosáhnout signálu citlivého pouze na pohyb elektronů. Velkou
výhodou CG je právě konstrukce na povrchu polovodičového krystalu.
Konstrukce CG sama o sobě má značný význam na celkové energetické
rozlišení detektoru. Je to dáno nesymetrickým váženým potenciálem pro sbírající a
nesbírající anodu v dané hloubce detektoru. Nicméně u CG generace 1 znázorněné
v obr. 2.4 byl rozdíl v potenciálech mezi levou a pravou stranou. Proto vzniklo
několik dalších generací snižující tento nedostatek [14], [15].
Ačkoliv se rozlišení, dnes zatím poslední, CG 3. generace blíží k 2% FWHM
při 662 keV2 [14], veliký vliv na detekční vlastnosti takovéto struktury při vyšších
napětích má svodový proud, o kterém je pojednáno v kap. 2.5 [15].
2
Jedná se o energie -záření Cs137.
17
Obr. 2.5: Schéma zapojení fotoodporu s CG 1. generace
2.4. Elektronické kontakty
Na výslednou kvalitu detektoru nemají vliv jen materiálové parametry (odpor
R, součin  tloušťka vzorku l,…) a struktura materiálu [5], ale i to, jaký typ
elektronického kontaktu je na povrchu polovodičového detektoru připraven.
V zásadě existují dva typy kovových kontaktů, usměrňující Schottkyho kontakt, nebo
lineární ohmický kontakt. O jaký typ kontaktu se jedná, nám udává rozdíl výstupních
prací kovu a polovodiče (výstupní práce viz kap. 2.2.1.1.).
2.4.1. Ideální Schottkyho kontakt
V případě, že výstupní práce z kovu je větší než z N-typového polovodiče,
dojde při kontaktu kov-polovodič (MS) k vytvoření usměrňujícího kontaktu s dobrou
elektrickou vodivostí pouze při polaritě napětí s kladným potenciálem na kovu.
Podstatou usměrnění je vznik potenciálové bariéry, která je vytvořena
nepohyblivým prostorovým nábojem v polovodiči (Schottkyho bariéra). Výška této
bariéry je ovlivněna tzv. Schottkyho jevem [16] – výstupní práce kovu se snižuje
přiloženým elektrickým polem a vlivem sil zrcadlení.
18
Obr. 2.6: Pásový diagram MS struktury před uvedením do rovnováhy [17]
Na obr. 2.6 je znázorněn pásový diagram kovu a polovodiče typu n před
uvedením do rovnováhy. Výstupní práce kovu resp. polovodiče je označena jako M
resp. S. K značí jejich rozdíl a nazývá se kontaktním potenciálem.  značí
elektronovou afinitu polovodiče, Ev resp. Ec valenční resp. vodivostní pás polovodiče
a EFM resp. EFS značí Fermiho energii kovu resp. polovodiče. Velikost náboje je zde
označována jako q.
Jak je z obrázku 2.6 patrné, elektronová afinita se s dotací polovodiče nemění,
kdežto hladina Fermiho energie ano. V případě kovu je zřejmé, že elektronová afinita
je rovna Fermiho energii vzhledem k hladině vakua.
Na obr. 2.7 je znázorněn pásový diagram MS struktury po uvedení do
rovnováhy (po vytvoření kontaktu) v ideálním případě. Nejprve dojde k vyrovnání
Fermiho hladin do jedné úrovně, neboli do stavu termodynamické rovnováhy. To se
uskuteční přechodem nábojů z polovodiče do kovu za vzniku OPN pod povrchem
polovodiče (v tomto případě tvořena ionizovanými donory). Tento proces pokračuje
a nastává tzv. dynamická rovnováha mezi tokem elektronů z polovodiče do kovu a
opačným tokem elektronů z kovu, který je důsledkem vzniku vnitřního elektrického
pole  v OPN šířky w. Se vznikem OPN souvisí zahnutí pásů u rozhraní a vznik
potenciálové bariéry mezi kovem a polovodičem s výškou B. VD na obr. 2.7 značí
difúzní napětí. Výška bariéry mezi kovem a polovodičem typu n je v ideálním
případě dána vztahem:
q B  q M  
(2.11)
Tedy v ideálním případě je výška bariéry rovna rozdílu výstupní práce kovu a
elektronové afinity polovodiče.
19
Obr. 2.7: Pásový diagram MS struktury po uvedení do rovnováhy [17]
Pokud připojíme na MS strukturu Schottkyho typu kladné vnější napětí na
polovodič a záporné na kov, přivedeme celou strukturu do nerovnovážného stavu. To
se projeví rozštěpením Fermiho hladin MS struktury. Změna nábojových poměrů
vyvolá další zakřivení pásů (z obr. 2.7) směrem nahoru. Následně dojde k úplnému
potlačení difúzního proudu z polovodiče a k celkovému proudu přes MS strukturu
bude přispívat pouze velmi malý driftový proud způsobený generací (e – h) párů
v OPN polovodiče. Takováto situace se nazývá závěrná polarizace Schottkyho
kontaktu nebo polarizace v závěrném směru.
Jestliže připojíme napětí na Schottkyho kontakt naopak, tedy kladné napětí na
kov a záporné na polovodič, dojde k zakřivení pásů směrem dolů, což vyvolá snížení
šířky OPN a pokles potenciálové bariéry pro elektrony z polovodiče do kovu.
Výsledkem je veliký celkový pohyb elektronů z polovodiče do kovu emisně-difúzním
procesem přes potenciálovou bariéru [17]. Takováto situace se nazývá polarizace
v propustném směru.
V případě p-typového polovodiče bude platit podmínka M < S a pásová
struktura bude analogická s obr. 2.7, ale tentokrát bude potenciálová bariéra pro díry
tvořena zakřivením pásů směrem dolů.
Při polarizaci takovéhoto kontaktu budou obráceny i polarity propustné a
závěrné polarizace.
20
2.4.2. Ideální ohmický kontakt
Jestliže vytvoříme kontakt kov-polovodič (N) s výstupní prací kovu menší
než polovodiče, tj. M < S (viz obr. 2.8a), elektrony z kovu sníží svoji energii
přechodem z kovu do vodivostního pásu polovodiče, což způsobí nárůst chemického
potenciálu polovodiče . V rovnovážném stavu se Fermiho hladina kovu EF vyrovná
s chemickým potenciálem polovodiče a pásový diagram se zakřiví směrem dolů.
Tato situace je znázorněna na obr. 2.8b.
Při připojení napětí na takovýto kontakt je při obou polaritách napětí
dostatečné množství volných elektronů schopných přecházet jak z kovu do
polovodiče tak z polovodiče do kovu.
Volt-ampérová (V-A) charakteristika je v tomto případě lineární pro kladné i
záporné polarity napětí a takovýto kontakt se nazývá ohmický, jelikož se řídí
Ohmovým zákonem. V případě p-typového polovodiče bude pro ohmický kontakt
platit podmínka M > S.
Obr. 2.8: Pásový diagram izolovaného kovu a n-typového polovodiče s M < S (a) a
pásový diagram výsledného Ohmického kontaktu kov-polovodič [18]
21
2.4.3. Reálný kontakt kov-polovodič
Reálná struktura MS bude znázorněna na Schottkyho kontaktu. V reálném
případě je na povrchu polovodiče určitá hustota povrchových stavů, popřípadě
mezivrstva (např. kov-oxid-polovodič – tzv. MOS struktura), tudíž výsledná výška
bariéry
je
určena
jak
výstupní prací
kovu,
tak
i povrchovými
stavy
polovodiče/mezivrstvy. Na obr. 2.9 je zobrazen pásový diagram takovéto struktury,
kde  značí tloušťku mezivrstvy/povrchových stavů.
Proud přechodem kov-polovodič je tvořen převážně většinovými nosiči.
Vstřikování menšinových nosičů ovlivňuje strukturu až při vysokých aplikovaných
napětích. Obecné teorie přenosu náboje skrz takovouto strukturu se dělí na tři druhy
[17]:
a) Termálně-emisní – nosiče náboje musí překonat výšku bariéry, aby se
podílely na transportu náboje
b) Difúzní – proud je omezen procesem difúze a driftu nosičů uvnitř OPN
c) Emisně-difúzní – zahrnuje obě předchozí teorie a vychází z hraniční
podmínky pro rychlost termoelektronové rekombinace na hranici kovu a
polovodiče (tzv. elektrony na klouzačce)
Obecně lze pro proud v závislosti na napětí psát rovnici [17]:
  eU  
  1 ,
J  J 0 exp 
  k BT  
(2.12)
kde rozdíl těchto tří teorií spočívá v rozdílné hodnotě saturovaného proudu J0.
Ideální případ MS lze aplikovat pouze na nekonečný krystal, popřípadě na
část konečného krystalu v dostatečné vzdálenosti od povrchu. V blízkosti povrchu se
totiž mění mřížková konstanta od objemové, a také se mění fyzikální vlastnosti
materiálu. Také lze předpokládat, že kontaktní materiály nejsou chemicky inertní a
na rozhraní vzniká produkt jejich chemické reakce. Povrch je ale převážně ovlivněn
absorpcí atomů z okolí, obzvláště atomů kyslíku. Vždy se na povrchu absorbuje
minimálně monoatomární vrstva cizí příměsi. Jelikož se může jednat o
monokrystalickou, polykrystalickou i amorfní vrstvu, je velmi obtížné v takovémto
případě aplikovat pásovou teorii. Ve většině případů má tato vrstva semiizolační
vlastnosti.
22
M
B
0



VD

w
QSC
QSS
QM
=
=
=
=
=
=
=
=
=
=
=
=
výstupní práce kovu
výška bariéry v nenulovém elektrickém poli
energetická hladina na povrchu
síla snižující výšku bariéry v důsledku Schottkyho jevu
potenciál skrz povrchové mezivrstvy
elektronová afinita polovodiče
difúzní potenciál
tloušťka mezivrstvy
šířka OPN
hustota prostorového náboje v polovodiči
hustota povrchových stavů polovodiče
hustota povrchového náboje kovu
Obr. 2.9: Rovnovážný pásový diagram kontaktu kov-polovodič (N) s tenkou
povrchovou vrstvou a s povrchovými stavy [17]
Jinými slovy, v reálném případě, kdy se na MS struktuře vyskytují povrchové
stavy/mezivrstva, nelze rozhodnout jen na základě výstupních prací kovu a
polovodiče, zda bude výsledný kontakt odporový či ohmický.
Dle [6] lze jako reálný Ohmický kontakt definovat kontakt, který nepřidává
znatelnou parazitní impedanci k dané struktuře a který znatelně nezmění
rovnovážnou koncentraci nosičů proudu v objemu polovodiče a nezmění tak
charakter dané součástky.
Více o typech kontaktů, jejich přípravě a vlivu na detekci v [6] a [16].
23
2.5. Svodový proud
Svodový proud, také zvaný unikající proud, je elektrický proud, který teče
neúmyslně po povrchu detektoru za normálních podmínek. Tím pádem je potřeba
přivádět větší výkon na detektor, aby se vykompenzovala ztráta svodovým proudem.
Zároveň svodový proud generuje teplo, čímž se stává zdrojem šumu a zhoršuje
charakteristické vlastnosti detektoru a časem působí degradaci detektoru [19]. Během
měření s přiloženým vnějším elektrickým polem na vzorku teče po povrchu vzorku
velký svodový proud a pouze malá část proudu teče skrz objem vzorku (cca 5 %)
[20].
Jednou z možností jak snížit únik proudu na CdTe detektorech je vytvoření
detektoru s jedním ohmickým a jedním Schottkyho kontaktem. Takto vyhotovený
detektor má nižší svodový proud než detektor s dvěma ohmickými kontakty,
nicméně u usměrňujícího kontaktu dochází k polarizaci detektoru, čímž se zhoršují
detekční vlastnosti [19], [21].
Dalšími možnostmi jak snížit velikost svodového proudu jsou různé způsoby
oleptání povrchu, o čemž je pojednáno v kapitole 3.2.2., nebo pasivací povrchu, o
které pojednává kapitola 3.2.3.
Obr. 2.10: Schéma zapojení struktury s GR
24
Mimoto se též ukázalo, že ochranná elektroda, tzv. guard ring (GR) je
užitečným nástrojem k separaci svodového proudu od proudu tekoucího skrz vzorek
[22], [23]. V podstatě se jedná o kovový kontakt, který plně obklopuje katodu, viz
obrázek 2.10. Jak GR, tak katoda jsou napájeny stejným vnějším napětím, tudíž není
přítomný žádný proud mezi těmito dvěma elektrodami, přičemž se předpokládá, že
GR sbírá veškerý svodový proud.
2.6. Cíl práce
Cílem této práce je studium vlivu povrchových úprav (leptání, pasivace)
detektorů ionizujícího zářeni fotodporového typu na bázi polovodiče CZT, za účelem
snížení hodnoty svodového proudu a tím získat lepší rentgenové a gama spektra,
neboli vytvořit detektor fungující za pokojové teploty na bázi tohoto polovodiče s
dostačujícím energetickým rozlišením a co největší účinností sběru náboje.
25
3. Experimentální část
3.1. Příprava vzorků
Všechny vzorky použité v této diplomové práci byly získány z krystalu CZT
se složením 15% Zn, který byl vypěstován v Brookhaven National Laboratory
metodou high pressure Bridgman. Z krystalu byla podél osy růstu vyříznuta deska
100 x 100 x 6 mm3, která obsahovala několik monokrystalických zrn. Z těchto zrn
byly vyříznuty jednotlivé monokrystalické vzorky.
3.1.1. Řezání vzorků
Planparalelní deska s mnoha monokrystalickými zrny byla obroušena hrubým
brusivem SiC s hrubostí 600, aby došlo k zvýraznění hranic jednotlivých
monokrystalických zrn. Číslo hrubosti udává počet zrn brusiva na čtvereční stopu
(čím větší číslo, tím jemnější brusivo). Z těchto CZT zrn byly následně vyřezány
výsledné monokrystalické vzorky tvaru kvádru se čtvercovou podstavou o rozměru
cca 5 x 5 x 2 mm3. K tomuto účelu byla použita drátová pila (nerezový drát + řezivo,
šířka průřezu 100 m) s mikrometrickým šroubem pro přesné nastavení rozměrů
vzorků. K přítlaku na pile bylo použito závaží, které gravitací určuje tlak na pile.
Vzorky byly následně opláchnuty v xylenu a destilované vodě.
3.2. Úprava povrchu vzorků
3.2.1. Broušení
Vyříznuté vzorky byly obroušeny ze všech stran v jemném brusivu
rozmíchaném ve vodě. Brousí se pomocí lehkého přítlaku na vzorek, aby nedošlo
k odštípnutí částí vzorku, a tak aby byly jednotlivé strany planparalelní. Používá se
brusivo SiC 1000 a SiC 1200, či korundové brusivo. Po obroušení byly vzorky
očištěny v destilované vodě a následně vysušeny proudem stlačeného vzduchu.
26
3.2.2. Leptání
Po mechanickém broušení mohou být stále přítomny na povrchu vzorku
mechanické poruchy, proto je třeba vzorky chemicky oleptat případně mechanickochemicky vyleštit. Tento proces zahrnuje odstranění co nejvíce povrchových vad a
obnovení krystalinity v blízkosti povrchu polovodiče.
Chemické leptání se provádí v 3 % roztoku brom-metanolu (BM) cca 20 ml
metanolu + 6 ml bromu. Leptá se po dobu 2 minut, pak jsou vzorky opláchnuty
dvakrát v metanolu a poté v isopropanolu a opět vysušeny proudem stlačeného
vzduchu.
Chemicko-mechanické leštění se provádí na standardní leštící soupravě na
hedvábné látce v 3 % roztoku brom-etylenglykolu (BE). Leštění probíhá po dobu cca
1 minuty, kdy jsou vyleštěny rovnoměrně všechny strany vzorku. Vzorek je opět
opláchnut (viz předchozí odstavec), nebo může být ještě oleptán po dobu cca 30
sekund v 3% Br-MeOH (BEBM) a opláchnut.
Plazmatické leptání se provádí ve standardní plazmatické leptací aparatuře,
tvořené pracovním komorou se dvěma elektrodami umístěnými nad sebou ve
vzdálenosti cca 10 cm. Na spodní anodu se umístí vzorek, poté je pracovní prostor
evakuován pomocí rotační a difúzní pumpy. Dále se do pracovního prostoru napustí
pracovní plyn (Ar, He, H2) a celá komora se pomocí rotační pumpy a daného průtoku
pracovního plynu udržuje na pracovním tlaku (cca 100 – 600.10-3 torr). Přivedením
výkonu (50 – 200 W) na elektrody dojde k zažehnutí plazmatu a oleptání vzorku.
Doba leptání se pohybuje od dvou do deseti minut a celý proces lze několikrát
opakovat.
3.2.3. Pasivace povrchu
Jak je popsáno v kap. 2.5, po povrchu detektoru teče velký svodový proud.
Tento jev je způsoben defekty, které jsou vytvořeny volnými vazbami povrchových
atomů a ne-stechiometrickými povrchovými stavy (vznikají chemickým leptáním).
Tomuto problému zabraňuje pasivace povrchu.
Jedná se o samovolnou nebo řízenou tvorbu ochranné vrstvy na povrchu
materiálu, čímž se stane výsledný povrch inertní vůči svému prostředí.
Chemický
nebo fyzikální proces pasivace zahrnuje buďto přímou reakci pasivátoru s povrchem
polovodiče, nebo k ní dochází prostředím depoziční vrstvy jiného materiálu, který
27
má vhodné vlastnosti k pasivaci povrchu. Samotný proces pasivace může být
usnadněn povrchovou úpravou polovodiče pomocí stechiometrického leptání (viz
kap. 3.2.2.), depozicí dielektrika, či tvorbou nativních filmů na povrchu polovodiče
[24].
Jako vhodný pasivátor se používá roztok NH4F/H2O2 jelikož nereaguje se
zlatem, které se hojně používá jako elektronický kontakt detektorů, a tím zaniká
nutnost chránit elektrody před pasivací [24]. Použitím tohoto pasivátoru vzniká na
povrchu detektoru oxidační vrstva, která je tím větší, čím delší dobu se povrch
pasivuje [20].
Do 25 ml kádinky se připraví 10% NH4F 10% H2O2 roztok rozpuštěný v
deionizované vodě. Jednotlivé CZT vzorky jsou umístěny do roztoku po dobu pěti
minut a následně opláchnuty v destilované vodě a vysušeny proudem stlačeného
vzduchu. Tento postup je možné zopakovat vícekrát, čímž dojde k silnější pasivaci.
3.3. Příprava kovových kontaktů
Boční strany vzorků jsou pokryty fotorezistem, jenž se nechá vytvrdit v peci
při cca 70 °C po dobu 10 – 15 minut. Na nezakrytých místech je následně možné
připravit elektronické kovové kontakty a to několika možnými způsoby:
a) Vysrážení z roztoku – vzorek je ponořen do 1% roztoku AuCl3 po dobu
1 minuty. Zlato se vysráží na nezakrytých místech, čímž se vytvoří kovové
kontakty na vzorku. Poté je vzorek od roztoku AuCl3 očištěn 3 krát
v destilované vodě a fotorezist odstraněn v acetonu. Nakonec se vzorek
omyje v isopropanolu a osuší proudem stlačeného vzduchu.
b) Napařování – vzorek je upevněn do standardní napařovací aparatury a pod
vzorek je do odporové wolframové “lodičky“ umístěn požadovaný kov (Au,
Pt, In). Následně se celá aparatura evakuuje na tlak cca 10-5 Torr. Při této
hladině vakua se nechá protékat wolframovou lodičkou proud velikosti 30 A.
Joulovým templem dojde k vypařování připraveného kovu (Au, Pt, In)
z lodičky a jednotlivé atomy resp. molekuly kovu se uchytí a zreagují na
povrchu vzorku a vytvoří tak kovový kontakt. Opět je fotorezist odstraněn
v acetonu, tzv. lift off metoda. Na závěr se vzorek omyje v isopropanolu a
osuší proudem stlačeného vzduchu.
28
Vzorek s kovovými kontakty připravenými jednou z těchto metod je přilepen
na nevodivou podložku pomocí fotorezistu a následně je takto připevněn na podložku
s vyvedenými zlatými kontakty pro snadné spojení s měřící aparaturou. Kovové
kontakty na vzorku byly spojeny se zlatými kontakty podložky stříbrnými drátky o
průměru 0,05 mm, jenž byly na kontakty přilepeny grafitovou pastou (graphite
conductive adhesive, aqueous based). Schéma takto připraveného vzorku k měření je
zobrazeno na obr. 3.1.
Obr. 3.1: Schéma nakontaktovaného vzorku připevněného na měřící podložce
3.4. Spektrální analýza
Měřící aparatura pro spektrální analýzu se skládá z odstíněné evakuované
komory
Canberra,
na
našem
pracovišti
vyrobeného
nábojově-citlivého
předzesilovače, tvarovacího zesilovače, multi-kanálového analyzátoru (MCA) od
firmy Ortec, osciloskopu (funkce pouze pro aktuální kontrolu výskytu pulsů),
počítače s programem Maestro od firmy Ortec (pro samotnou analýzu a zaznamenání
spekter) a zdrojem vysokého napětí. Schéma zapojení aparatury je znázorněno na
obr. 3.2, kde výstup znázorněný na MCA sledujeme na PC v programu Maestro,
převedený na závislost počtu záznamů (counts) pro daný kanál (channel).
Podložka se vzorkem je umístěna do měřící aparatury, kde jedna elektroda je
vždy uzemněna a na druhou je přivedeno napětí zdrojem Iseg SHQ 122M. Na stranu
kovové katody je umístěn požadovaný bodový zářič. Dopadající záření generuje
(e - h) páry, které jsou v přiloženém poli roztrženy a driftují k příslušným
elektrodám, což se projeví jako napěťový impuls (V(t)), který je následně zesílen
nábojově-citlivým předzesilovačem. Poté je tento impuls přetvarován v tvarovacím
zesilovači a vyčítán v MCA, jak je znázorněno na obr. 3.2.
29
Obr. 3.2: Schéma aparatury na měření radiačních spekter
Jednotlivé typy zářičů s jejich energiemi jsou zobrazeny v tabulce 3.1.
Přiložené napětí na katodě při měření spekter jednotlivých detektorů se pohybuje
od -100 V do -800 V. Zároveň se zaznamenává V-A charakteristika vzorku. Pokud
umístíme zářič na opačnou stranu detektoru a na anodu přivedeme napětí v rozmezí
100 V až 800 V, dostaneme obdobná spektra a zároveň V-A charakteristiku v celém
měřícím rozsahu.
Tabulka 3.1: Typy zářičů
Zdroj záření
Typ záření
Energie hlavních
linií
Aktivita
Am241
Alfa
5480 keV
8,4 kBq
Am241
Gama
59,6 keV
89 kBq
V případě homogenního lineárního elektrického pole uvnitř vzorku lze
geometrickou konstrukcí z naměřeného spektra určit hodnotu  daného vzorku
pomocí Hechtovy relace:
30
CCE 
  x  v 
Qm  vh h 
1  exp i    e e


Q0  L 
L
 vh h  

 x  L  
1  exp i
  ,

v

 e e  

(3.1)
kde CCE je účinnost sběru náboje (viz kap. 2.2.2.2), vh/e rychlost díry/elektronu, h/e
je doba života díry/elektronu, L je tloušťka vzorku a xi je poloha, kde se ve vzorku
absorbuje dopadající záření.
Jestliže vezmeme jako zdroj záření -zářič Am241 , je z kap. 2.1.1. patrné, že
se alfa částice absorbují v několika desítkách m pod povrchem katody, tudíž lze
hodnotu xi položit rovnu nule. Užijeme-li:
v  E
a
E
U
,
L
(3.2a,b)
dostaneme jednočásticovou Hechtovu relaci pro dané napětí:
   U
Q
CCE  m   e 2e
Q0  L
2


 
1  exp  L   .


 e eU  

(3.3)
Nafitováním závislosti CCE(U) dle vzorce (3.3) tak získáme hodnotu fitovaného
parametru . Předpokladem k určení parametru  touto metodou, je právě
uvažování homogenního vnitřního elektrického pole ve vzorku. Avšak v případě
polarizovaného detektoru3 tento předpoklad není splněn a proto je nutné udělat
korekci, jež je popsána v kapitole 3.6.
3.4.1. Výpočet spektrální analýzy
Pomocí výše popsané měřící aparatury s MCA lze naměřit spektrum jak pro
alfa tak gama zářiče uvedené v tabulce 3.1.
Grafické znázornění takto naměřeného spektra pro -zářič Am241 je uvedeno
v grafu 3.1. Nafitováním jednotlivých píků Gaussovou funkcí v programu Origin 8.6
lze získat polohy středů píků xc(U) a jejich pološířky. Vzorcem (2.10) lze z těchto
hodnot určit energetické rozlišení detektoru při daném napětí.
3
Polarizovaný detektor - uvnitř detektoru se díky hlubokým hladinám vytvoří prostorový
náboj, který stíní vnitřní elektrické pole.
31
Graf 3.1: Spektrum -zářiče Am241 pro přiložené vnější napětí U = -100 V až -800 V
Z grafu je patrné, že pro vyšší napětí se nám poloha píku posouvá doprava,
tedy k vyššímu kanálu, neboli v silnějším elektrickém poli dochází k lepšímu sběru
generovaných nosičů náboje (v tomto případě elektronů).
Následně se vynese závislost polohy středu píku na napětí, jak je znázorněno
v grafu 3.2. Pro danou tloušťku detektoru je tedy možné tuto závislost nafitovat
pomocí jednočásticové Hechtovy relace (vzorec (3.3)) a určit tak hodnotu
()0 = 2,96 · 10-3 cm2/V.
Stejným principem lze naměřit spektrum pro gama zářiče. Spektrum pro
-zářič Am241 je znázorněno v grafu 3.3. Opět lze pomocí fitu Gaussovou funkcí určit
polohu středu píku a jeho pološířku pro dané napětí a vzorcem (2.8) určit energetické
rozlišení detektoru. Gaussova funkce se fituje na pravou náběžnou hranu píku, aby
co nejlépe odpovídala naměřené křivce v okolí vrcholu píku, jelikož levá strana je
ovlivněna sběrem vygenerovaných děr, které mají špatné transportní vlastnosti, a
tudíž zkreslují nízkoenergetickou náběžnou hranu, což se ve spektru projeví tzv.
ocasem neboli roztáhnutím této náběžné hrany.
32
Graf 3.2: Výpočet Hechtovy relace pro -zářič Am241
Graf 3.3: Spektrum -zářiče Am241 pro přiložené vnější napětí U = -100 V až -800 V
33
I z tohoto spektra lze jednočásticovou Hechtovou relací určit parametr
()0 = 4,34 · 10-3 cm2/V. Nicméně je důležité si uvědomit, že v případě -záření
nedochází k absorpci fotonů v několika desítkách m pod povrchem elektrody, ale
jedná se už o stovky m, tedy přibližně 10 % tloušťky detektoru. Tedy tato hodnota
je zatížena větší chybou, než hodnota určená pomocí -zářiče.
Výsledné naměřené hodnoty určené spektrální analýzou jsou shrnuty
v tabulce 3.2.
Tabulka 3.2: Hodnoty určené ze spektrální analýzy detektoru
Hodnoty ze spektra pro -zářič - hodnoty pro U = -800 V
parametr
hodnota
parametr
hodnota
xc
FWHM
R
CCE
988
6,4
0,6 %
99,5 %
Hodnoty ze spektra pro -zářič - hodnoty pro U = -800 V
xc
FWHM
R
CCE
256
32,4
12,7 %
94,5 %
()0 [cm2/V]
2,96 · 10-3
()0 [cm2/V]
4,34 · 10-3
3.5. Transient-Current Technique (TCT)
CCE radiačních detektorů je silně závislá na vnitřním elektrickém poli.
Jestliže vnitřní elektrické pole degraduje, může se ve vzorku objevit oblast s malou či
nulovou hodnotou sběru náboje, která ovlivní celkové spektroskopické vlastnosti
detektoru. Čím menší je elektrické pole, tím menší je sběr fotogenerovaných nosičů,
jelikož mají větší pravděpodobnost záchytu uvnitř vzorku. Kromě toho má vytvoření
prostorového náboje na pastech za následek ovlivnění přiloženého napětí a může
zapříčinit vznik “neaktivní“ oblasti s nulovým elektrickým polem pod kontaktem,
což opět omezuje CCE daného detektoru.
TCT je metoda sloužící k určení profilu vnitřního elektrického pole vzorku,
při daném napětí pomocí přímého měření proudového pulzu detektorem po ozáření
vhodným zdrojem. Zde budeme používat zdroj -částic. Často se též používají
laserové pulzy. Metoda je analogická měření time-of-flight (TOF) driftujících nosičů
náboje.
Schéma měřící aparatury je znázorněno na obr. 3.3. Opět je podložka se
vzorkem umístěna do mědí stíněného boxu spolu s 5,5 MeV Am241 -částicovým
zdrojem ve vzdálenosti cca 5 mm. Tato vzdálenost ve vzduchu má za následek ztrátu
34
Obr. 3.3: Schéma aparatury na měření TCT, všechny elektronické součástky jsou
umístěny v měděném stínícím boxu, krom vstupu pro zdroj napětí a výstupu na
osciloskop [25]
energie -částic přibližně o 0,5 MeV [25]. Aby došlo ke sběru vygenerovaných
(e - h) párů dopadajícím zářením, je na detektor přivedeno napětí zdrojem Iseg SHQ
122M. Nosiče náboje driftující skrz vzorek vytvářejí proudový impuls, který je
zesílen 2-GHz Miteq AM-1607-2000R zesilovačem. Signál je převeden na napěťový
puls faktorem 6,536 mV/A a je zaznamenáván na 4-GHz digitálním osciloskopu
LeCroy, který je spojen s počítačem. Měří se vždy v rozmezí přiloženého napětí na
katodě od -100 V do -800 V a vždy se průměruje 500 zaznamenaných křivek.
Dle [25] je profil vnitřního elektrického pole lineární:
E ( x )  E0  ax  0 ,
(3.4)
kde x = 0 značí polohu katody (viz obr. 3.4), E0 je elektrické pole pod ozářenou
elektrodou (katodou) a parametr a udává sklon vyvolaný prostorovou nábojovou
hustotou N dle rovnice:
a
eN
 0 r
35
(3.5)
kde 0 je permitivita vakua, r = 10,3 je relativní-permitivita CdTe a e elementární
náboj.
Obr 3.4: Schéma profilu elektrického pole v detektoru ozářeném -částicemi
[25]
Užitím rovnice (3.4) je řešení kinetické rovnice popisující pohyb nosičů
náboje skrz vzorek dx/dt = v(t) = E dáno:
x(t ) 
E0
1  e at .
a


(3.6)
kde  je konstantní elektronová pohyblivost. Proud indukovaný na detektoru s dvěma
planárními elektrodami ve vzdálenosti L je dán jako [25]:
i (t ) 
Q (t )v (t )
 e ct ,
L
(3.7)
kde Q(t) značí ztráty driftujícího náboje v důsledku záchytu nosičů v pastech, a
parametr c lze vyjádřit rovnicí [25]:

1 
c   a 
 ,
 

(3.8)
kde  udává dobu života nosičů a hodnota parametru  je stanovena pomocí
spektrální analýzy (viz kap. 3.3).
Užitím jednoduché teorie p-n přechodu lze určit velikost vyprázdněné oblasti
W detektoru s hustotou prostorového náboje N [25]:
W
2 0 rU
L
eN
36
(3.9)
pro dané napětí U. Jestliže je W = L, potom je elektrické pole nenulové v celém
detektoru; neaktivní zóna neexistuje. Jestliže je W < L potom existuje neaktivní zóna
a nastává případ znázorněný na obr. 3.4.
V případě, že W = L je přiložené napětí svázáno s elektrickým polem dle
rovnice [25]:
1
U  E 0 L  aL2 ,
2
(3.10)
Doba, kdy jsou sebrány driftující elektrony na anodě, je dána rychlým poklesem
proudu na konci proudového pulzu, což umožňuje určit přechodový čas (transient
time) ttr, pro který platí:
x(t tr ) 
E0
1  e  attr  L
a


(3.11)
Z experimentálních dat (, c a ttr) a kombinací rovnic (3.11), (3.10) a (3.8)
dostaneme finální transcendentní rovnici pro parametr a:
 aL2
1

1  
2U
cttr  1 
 ln
2

a

aL

 1

2U



,



(3.12)
kterou lze snadno numericky řešit. Lze tedy určit všechny modelové parametry a, E0
a  pro každý proudový puls.
Jestliže máme detektor, který je silně polarizován, tj. W < L, je ve vzorku
neaktivní zóna a čas přechodu nelze určit. V takovém případě nemáme dostatek
potřebných dat k určení všech modelových parametrů. Nicméně lze užít nezávislosti
 na napětí. Použitím hodnoty  z analýzy pulsu bez neaktivní zóny a dosazením do
rovnice (3.8) lze dopočítat profil elektrického pole.
3.5.1. Výpočet TCT
Za použití -zářiče Am241 lze ve výše popsané aparatuře (obr. 3.3) naměřit
jednotlivé napěťové křivky (waveformy) v závislosti na vnějším napětí tak, jak je
ukázáno v grafu 3.4. Je vidět, že s vyšším napětím výška náběžné hrany pulsu roste a
37
Graf 3.4: Napěťové křivky určené metodou TCT
její šířka se zkracuje. Po náběhu mají pulsy klesající exponenciální charakter
v závislosti na parametru c (rovnice (3.7)) až do doby, kdy čelo „oblaku“ elektronů
dorazí na anodu, (3.11). V grafu se tento jev projeví ohnutím napěťového pulsu.
Parametr c získáme exponenciálním fitem jednotlivých waveforem, jak je ukázáno
v grafu 3.4. Následně se z grafu určí transit time ttr, který je dán polohou začátku
náběžné hrany a zmíněným ohnutím křivky. S rostoucím napětím se puls zkracuje a
hodnota transit time ttr se snižuje, jelikož elektronům stačí kratší doba k driftu skrz
vzorek.
Jak je popsáno v kap. 3.4, po dosazení parametrů (, který získáme ze
spektrální analýzy, c a ttr do rovnice (3.12) lze učit sklon pole a pro jednotlivá vnější
napětí. Je třeba opět upozornit, že hodnota ( určená z Hechtovy relace je platná
pouze v případě konstantního homogenního elektrického pole, tedy pro přesnější
hodnoty  a a je potřeba provést korekci modelových parametrů která je popsána
v kapitole 3.6.
Následně lze z rovnice (3.8) určit hodnotu  a z rovnice (3.10) hodnotu E0.
S těmito parametry lze vykreslit profil vnitřního elektrického pole vzorku v závislosti
38
Graf 3.5: Spočítaný profil elektrického pole CZT detektoru tloušťky 1,65 mm pro
daná vnější napětí
na vnějším napětí, jak je znázorněno v grafu 3.5. Z tohoto grafu je patrné, že pro
vnější napětí U = -100 V se ve vzorku nachází neaktivní zóna, kde se nosiče náboje
pohybují pouze difúzí, tedy nejsou přiloženým polem sbírány v celém objemu.
3.6. Korekce modelových parametrů
Jak
již
bylo
zmíněno,
parametr
 je
klíčovým k charakterizaci
spektroskopických vlastností polovodičových radiačních detektorů. Běžně se určuje
z Hechtovy rovnice (viz kap. 3.3), kde  je jedinou materiálovou veličinou
popisující závislost CCE na přiloženém napětí. Jestliže se nám uvnitř detektoru
vytvoří prostorový náboj, tj. detektor je polarizovaný, transport náboje je ovlivněn
narušením vnitřního elektrického pole a CCE se odchýlí od homogenního modelu
39
Hechtovy relace. V takovém případě je třeba provést korekci parametrů a náležitě
určit CCE.
Pro daný detektor tloušťky L lze použitím Hechtovy relace určit parametr
()0. Touto veličinou lze z TCT experimentu určit parametr a a tr a pro dané napětí
U určit CCE, pro které platí [26]:
CCE( x)  0 ,
CCE ( x ) 
1 a
W  a  ,
L a  1

L U


x 
1 a  L U 
2 La
CCE ( x ) 
 


L
U
L a  1  2 La 



 2 La








1
a
x  W ,W  L
(3.13a)
x  W ,W  L
(3.13b)


L U
 
 x  , W  L
2 La


(3.13c)
Použijeme-li opět jako zdroj záření -zářič, můžeme v těchto rovnicích položit x = 0.
Pro a → 0 se CCE(x) stává Hechtovou rovnicí pro homogenní případ:
L
U 
U
CCE Hecht U   2 1  e
L 

.


(3.3‘)
Výpočtem podle rovnice (3.13) získáme přesnější hodnotu parametru , pomocí
něhož znovu určíme přesnější hodnotu parametru a z rovnice (3.12). Tento postup se
self-konzistentně opakuje, dokud nedojde ke konvergenci, čímž získáme finální
velikost parametru  a parametru a.
40
4. Výsledky měření a diskuze výsledků
4.1. Vzorky
V experimentálním studiu byly použity dvě sady monokrystalických vzorků
CdZnTe, které byly získány rozřezáním na diamantové pile, jak je popsáno
v kapitole 3.1. Pro jednoznačné rozlišení byl každému vzorku dán příslušný
identifikátor. První sada nese označení BNL2F1 a druhá označení BNK.
4.2. Počáteční stav
Pro srovnávací měření byly všechny vzorky připraveny stejnou metodou,
standardně používanou v laboratoři pro spektrální měření. Nejprve byly vzorky
obroušeny nahrubo v brusivu SiC 600 a poté dobroušeny jemným brusivem korundu
tak, aby byly protější strany planparalelní. Následně byly vzorky chemicky oleptány
a na povrchu byly vytvořeny kovové kontakty pomocí vysrážení zlata z roztoku4
(kap 3.3.).
Před vytvořením kontaktů byla na testovacích vzorcích ještě určena hodnota
měrného elektrického odporu (
jednotlivých vzorků pomocí bezkontaktního
měření na aparatuře Corema [5]. Naměřené hodnoty udává tabulka 4.1. Vzorky
dosahují standardních měrných odporů kvalitního CZT detektorového materiálu.
Tabulka 4.1: Měrný elektrický odpor testovacích vzorků
Vzorek

 [ cm]
BNL2F1B

.
2,99 10
9
BNL2F1C
BNK3
.
.
1,6 10
10
1,22 10
BNK6
10
1,25 . 1010
Spektrální analýzou (kap. 3.4.) byla na každém vzorku o tloušťce L změřena
V-A charakteristika, naměřeno spektrum pro  a  částice5, z čehož byl určen
parametr (0, CCE (U) a R (U). Metodou TCT (kap. 3.5.) byl stanoven profil
elektrického pole uvnitř vzorku a spočítány parametry a, E0 a  pro každý proudový
puls. Následně byla provedena korekce modelových parametrů dle kap. 3.6.
4
Nebude-li uvedeno jinak, v celé 4. kapitole jsou všechny kontakty vyrobeny touto metodou.
5
Nebude-li uvedeno jinak, jako  a -zářiče byly použity zářiče Am241.
41
Jednotlivé vzorky a jejich příslušné parametry udává tabulka 4.2. Na vzorku
BNL2F1B se nepodařilo naměřit -spektrum při napětí U = -800 V, jelikož došlo
k silnému zašumění mezi kontakty a detektorem.
Tabulka 4.2: Výchozí parametry vzorků
()0 [cm2/V]
5,06 · 10-4
BNL2F1B
4,7 · 10-4
BNL2F1C
Vzorek
R(-800 V) CCE (-800 V) [cm2/V]
-
-
4,55 · 10-4
11,6 %
95,0 %
4,3 · 10-4
BNK3
2,96 · 10-3
10,9 %
94,8 %
1,77 · 10-3
BNK6
2,11 · 10-3
31,4 %
91,1 %
2,26 · 10-3
4.3. Guard Ring
Na vzorku, který byl obroušen v SiC 1200, chemicko-mechanicky vyleštěn a
následně chemicky oleptán – BEBM (kap 3.2.2.), byla vytvořena struktura s jednou
ochrannou elektrodou – guard ring (GR), jež je popsána v kapitole 2.5.
Pomocí zdroje napětí Iseg SHQ 122M byla napájena jak vnitřní anoda, tak
GR. Katoda byla uzemněna. Tento zdroj napětí slouží zároveň jako ampérmetr
v obvodu katoda – GR a měří tedy hodnotu svodového proudu. Na měření proudu
tekoucího skrz vzorek byl použit pikoampérmetr Keithley 6485.
Velikosti naměřených proudů jsou zapsány v tabulce 4.3 a vykresleny
v grafu 4.1. Z této tabulky je patrné, že skrz vzorek tečou malé proudy v řádech
nanoampérů a většina (až 99,9 %) proudu teče po povrchu vzorku, což je dáno právě
povrchovými stavy detektoru, které je možné vhodnými úpravami povrchu snížit.
Tabulka 4.3: Hodnoty svodového proudu a proudu tekoucího skrz vzorek při daném
napětí
U [V]
-100
-200
-300
-400
-500
GR – I [A] Vnitřní anoda - I [nA]
-0,6
-33,8
-1,1
-72,3
-1,8
-118
-2,8
-184
-3,7
-306
42
Graf 4.1: Hodnoty proudu naměřené na struktuře s GR při (BEBM) povrchové
úpravě pro přiložené napětí U = 100 V až 500 V
Z grafu 4.1 je patrné, že hodnoty proudu naměřené na GR jsou v podstatě
posunuté hodnoty proudu změřené na vnitřní elektrodě. Tedy proud tekoucí skrz
vzorek a po povrchu vzorku má stejný V-A charakter.
4.4. Jednotlivé úpravy povrchu a srovnání s výchozím stavem
Oleptání v 3% brom-metanolu má za následek vytvoření několika
nanometrové telurové vrstvy na povrchu vzorku, která má tendenci zoxidovat a tím
snížit povrchový odpor vzorku [27]. V důsledku tohoto jevu byly na jednotlivých
vzorcích použity různé úpravy povrchů, jež jsou popsány v experimentální části
kap. 3. Hlavní snahou bylo snížit hodnoty svodového proudu (kontrola pomocí
měření V-A charakteristik) za účelem získání kvalitních spekter pro -zářič Am241.
43
4.4.1. Úprava povrchu metodou (BE)
Vzorek BNL2F1B byl po výchozím měření chemicko-mechanicky vyleštěn
(BE) a pomocí mechanického přítlaku zlatého hrotového kontaktu (tedy bodového
nikoliv celoplošného kontaktu)6 na něm byla měřená proudová časová závislost při
napětí U = -500 V. Naměřené hodnoty udává tabulka 4.4. Následně byl opět na
vzorku vytvořen celoplošný zlatý kovový kontakt a změřena V-A charakteristika a
byla provedena spektrální analýza.
Tabulka 4.4: Časová V-A charakteristika úpravy (BE) na vzorku BNL2F1B
datum
typ kontaktu
I [nA]
10.6.
hrot
-22,2
13.6.
hrot
-28,6
U = -500 V
17.6.
hrot
-22,8
19.6.
hrot
-216
24.6.
celoplošný
-394
Jak je z tab. 4.4 vidět, povrch upravený metodou (BE) se v čase vyvíjí a po
několika dnech se stal značně vodivým. Po vytvoření celoplošného kontaktu na
povrchu detektoru hodnota proudu v očekávání ještě vzroste, a tedy na takto
upraveném vzorku nebylo možné spektrum -záření vůbec naměřit, jelikož bylo
zašuměné vysokým svodovým proudem.
Povrch vzorku BNK6 byl taktéž upraven metodou (BE). Z grafu 4.2 je opět
patrné, že povrch upravený tímto způsobem není stabilní a má určitý časový vývoj,
kdy dochází k oxidaci povrchu, což mělo v tomto případě za následek snížení
hodnoty proudu po několika hodinách od provedení této úpravy. Avšak po vytvoření
celoplošného kontaktu hodnota proudu rapidně vzrostla neúměrně vůči ploše vzorku
(cca 4,5 x 4,5 mm2). Tedy tato povrchová úprava nejen ovlivňuje svodový proud, ale
i kontakt kov-polovodič. V grafu 4.3 jsou pro porovnání vyneseny V-A
charakteristiky metody úpravy povrchu (BM) a (BE) tohoto vzorku a v grafu 4.4
naměřená spektra těchto úprav. Z těchto grafů je patrné, že metoda úpravy povrchu
(BE) nevede k lepším výsledkům a dostáváme podobné hodnoty proudu a dokonce
horší spektrum gama záření než u metody (BM).
6
Měření pomocí hrotového kontaktu, slouží pouze ke kontrole, zda provedená úprava
povrchu vede k lepším či horším výsledkům.
44
Graf 4.2: Časový vývoj proudu povrchové úpravy (BE) vzorku BNK6 při napětí
U = -500 V zaznamenávaný po 120 s
Graf 4.3: V-A charakteristiky pro úpravy (BM) a (BE) na vzorku BNK6
45
Graf 4.4: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro (BM) a (BE) povrchové
úpravy vzorku BNK6
V tabulce 4.5 jsou uvedeny hodnoty proudu I, rozlišení R a CCE pro (BM) a
(BE) úpravy povrchu vzorku BNK6 při napětí U = -800 V. Zároveň je zde uvedeno i
srovnání hodnot proudu s výchozím stavem.
Tabulka 4.5: Hodnoty proudu I, energetického rozlišení R a CCE povrchových
úprav (BM) a (BE) na vzorku BNK6 při napětí U = -800 V
Úprava
povrchu
BM
BE
Poloha
maxima
246,9
234,1
FWHM
R
CCE
I [nA]
77,5
115,6
31,4%
49,4%
91,1%
87,5%
-417,75
-303,19
46
% snížení proudu oproti
výchozímu stavu
27,4
4.4.2. Úprava povrchu metodou (BEBM)
Na všech čtyřech vzorcích byla vyzkoušena povrchová úprava metodou
chemicko-mechanickým leštěním s následným chemickým oleptáním povrchu
(BEBM). Tato úprava vede k daleko lepším výsledkům než samotné úpravy (BM) či
(BE), kdy na všech vzorcích došlo k poklesu svodového produ.
Na vzorku BNK6 se podařilo hodnotu proudu snížit až o 85 %. Jednotlivé
proudy a jejich procentuální pokles oproti výchozímu stavu všech testovacích vzorků
při napětí U = -800 V jsou udány v tabulce 4.6. Porovnávací V-A charakteristika pro
úpravu (BM) a (BEBM) na vzorku BNK6 je vynesena v grafu 4.5 a naměřené
-spektrum je vyneseno v grafu 4.6. Díky snížení hodnoty svodového proudu bylo
možné touto metodou naměřit daleko lepší spektrum pro -zářič Am241, kde jak je
z grafu 4.6 patrné, je viditelný nejen hlavní fotopík Am241 (kanál ~ 260), ale i RTG
čárové spektrum neptunia (kanál ~ 77), na které se americium radioaktivně rozpadá.
Podobná spektra byla naměřena na všech vzorcích upravených metodou (BEBM).
V tabulce 4.7 jsou vyneseny hodnoty energetického rozlišení Ra CCE
povrchových úprav (BM) a (BEBM) na vzorku BNK6 při napětí U = -800 V. Díky
snížení svodového proudu o 85% se hodnota rozlišení zlepšila čtyřikrát oproti
výchozímu stavu.
Tabulka 4.6: Hodnoty proudu povrchových úprav (BM) a (BEBM) jednotlivých
vzorků při napětí U = -800 V
Vzorek
(BM) - I [nA]
(BEBM) - I [nA]
BNL2F1B
BNL2F1C
BNK3
BNK6
-72,4
-37,4
-34,8
-417,8
-21,4
-31,7
-27,9
-61,9
% snížení proudu oproti
výchozímu stavu
70,4%
15,4%
19,7%
85,2%
Tabulka 4.7: Hodnota energetického rozlišení R a CCE povrchových úprav (BM) a
(BEBM) na vzorku BNK6 při napětí U = -800 V
Úprava
povrchu
BM
BEBM
Poloha
maxima
246,9
258,1
FWHM
R
CCE
77,5
20,6
31,40%
8,0%
91,1%
96,1%
47
Graf 4.5: V-A charakteristika pro úpravy (BM) a (BEBM) na vzorku BNK6
Graf 4.6: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro (BM) a (BEBM)
povrchové úpravy na vzorku BNK6
48
4.4.3. Úprava povrchu metodou plazmatického leptání
Na vzorku BNL2F1C bylo vyzkoušeno plazmatické leptání dle návodu v
kapitole 3.2.2.
Nejprve bylo pomocí testovacího vzorku upraveného metodou (BEBM)
otestováno plazmatické leptání za obdobných podmínek (viz tabulka 4.8) v plynech
He, H2 a Ar, kde pomocí měřící aparatury Zygo NewView 5000 byl změřen
hloubkový profil oleptání povrchu oproti metodě (BEBM) [27]. Pomocí tohoto
měření bylo zjištěno, že za daných podmínek je nejsilnější leptání ve vodíkovém
plynu.
Tabulka 4.8: Parametry plazmatického leptání na testovacím vzorku
Tlak
[Torr]
~ 0,4
Plyn
H2
Výkon
/odražený výkon [W]
200/ <2
Doba
leptání
10 min
Proud [A]
54
průměrná hloubka
oleptání povrchu [nm]
100
Tedy vzorek BNL2F1C byl chemicko-mechanicky vyleštěn a chemicky
oleptán a následně byla jedna jeho strana plazmaticky oleptána ve vodíkovém plynu
za obdobných podmínek, jež jsou udány v tab. 4.8. Po vytvoření celoplošného
zlatého kontaktu na vzorku byla změřena V-A charakteristika resp. spektrální
analýza.
Pomocí změření hloubkového profilu na aparatuře Zygo NewView 5000 se
ukázalo leptání v H2 plynu homogenní, nicméně před plazmatickou úpravou byl
vzorek vyleštěn pouze ručně a tedy jeho povrch nebyl dostatečně rovinný, což se
projevilo tím, že ani hloubkový profil oleptání tohoto vzorku nebyl homogenní.
Také maximální výkon plazmatického leptání a doba leptání je pravděpodobně moc
agresivní vůči povrchu, kde v důsledku použitého plynu dochází k chemické reakci,
jenž má za následek zvýšená hodnot svodového proudu. Tedy spektrum po této
úpravě povrchu nebylo vůbec možné naměřit a hodnoty proudu pro daná napětí
rapidně vzrostla. V-A charakteristika plazmatického leptání je vykreslena
v grafu 4.7.
Pro další výzkum plazmatického leptání by bylo tedy vhodné nechat vyleštit
vzorky na automatické leštící aparatuře a vyzkoušet leptání za nižších tlaků a
výkonů, popřípadě v jiném druhu plynu.
49
Graf 4.7: V-A charakteristika pro úpravy (BM) a (H2-plasma) na vzorku BNL2F1C
50
4.4.4. Úprava povrchu metodou pasivace
Na vzorku BNK3 byla vyzkoušena pasivace povrchu. Vzorek byl tedy
upraven metodou (BEBM) a následně zapasivován po dobu 5 minut v 10% roztoku
NH4F/H2O2 (viz kap. 3.2.3.) (P5). Opět pomocí hrotového kontaktu byla po
jednotlivých úpravách změřena hodnota proudu při vnějším napětí U = -500 V, pro
kontrolu zda došlo k zlepšení či zhoršení povrchového odporu vzorku po provedení
dané úpravy povrchu.
Jednotlivé hodnoty proudu pro tyto úpravy povrchu jsou zaznamenány
v tabulce 4.9. Po změření proudu byl vzorek ještě jednou ponořen na 5 min do
pasivátoru (tedy celkem 10 min byl vzorek pasivován (P10)), jelikož dle [24] se druhá
pasivace měla projevit dalším snížením hodnoty proudu. Z tab. 4.9 je patrné, že
k znatelné změně hodnoty proudu po druhé pasivaci nedošlo. Taktéž je vidět, že jak
úprava (BEBM), tak zapasivovaný povrch opět nejsou stabilní a v čase se vyvíjí.
Poté byl tedy na vzorku vytvořen celoplošná zlatý kontakt a změřeno
-spektrum, včetně V-A charakteristiky.
Tabulka 4.9: Časová V-A charakteristika vzorku BNK3 pro různé úpravy
povrchu
U = -500 V
úprava
BEBM
BEBM
P5
P10
P10
P10
P10
datum
typ
kontaktu
I [nA]
10.6.
13.6.
13.6.
13.6.
17.6.
19.6.
19.6.
hrot
hrot
hrot
hrot
hrot
hrot
celoplošný
-6,2
-10,4
-4
-4,3
-4,8
-6,4
-25
Následně byla vyzkoušena pasivace přes kontakt, kdy byl povrch vzorku opět
chemicko-mechanicky vyleštěn a oleptán, byl na něm vytvořen celoplošný zlatý
kontakt a vzápětí 5 min zapasivován (BEBM+P). Tímto postupem došlo k nejlepším
dosaženým výsledkům, kdy hodnota proudu klesla oproti výchozímu stavu o 37% a
zároveň došlo k ověření, že je tento pasivátor inertní vůči zlatým kontaktům.
Naměřené V-A charakteristiky pro jednotlivé povrchové úpravy provedené na
vzorku BNK3 jsou vykresleny v grafu 4.8, -spektra zobrazuje graf 4.9 a detektorové
parametry, včetně hodnot proudu a % změnu proudu oproti výchozímu stavu
jednotlivých úprav při napětí U = -800 V udává tabulka 4.10.
51
Graf 4.8: V-A charakteristika pro dané povrchové úpravy vzorku BNK3
Graf 4.9: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro různé povrchové úpravy
vzorku BNK3
52
Tabulka 4.10: Hodnoty proudu I, energetického rozlišení R a CCE vzorku BNK3
pro jednotlivé úpravy povrchu při napětí U = -800 V
Úprava
povrchu
BM
P10
BEBM
BEBM+P
BEBM+P +
7dní
Poloha
maxima
256,4
254,1
258,6
257,9
-
FWHM
R
CCE
I [nA]
30,8
36,9
20,8
21,3
12,0%
14,5%
8,1%
8,3%
94,7%
93,8%
95,5%
95,2%
-34,8
-38,2
-27,9
-21,8
% změna proudu oproti
výchozímu stavu
nárůst o 10,0%
snížení o 19,7%
snížení o 37,4%
-
-
-
-41,7
nárůst o 19,8%
Nárůst proudu viditelný v tab. 4.10 a tedy i horší -spektrum (viz graf 4.9) po
10 min pasivaci (P10) lze vysvětlit tím, že spektrální analýza byla změřena až po
sedmi dnech od zapasivování povrchu vzorku, kdy došlo k postupné oxidaci povrchu
a tedy k jeho znehodnocení, což je v souladu s hodnotou změřenou 7 dní po úpravě
(BEBM+P), která taktéž vzrostla a zároveň tím došlo k zašumnění kontaktu kovpolovodič tak, že -spektrum nebylo možné vůbec naměřit. Bylo by tedy vhodné po
této úpravě povrchu vzorku celý detektor pokrýt ještě dalším chemicky inertním
povrchem, aby nedocházelo k jeho nepříznivému vývoji.
Na vzorku BNK6 byla vyzkoušena pasivace povrchu po chemickomechanickém leštění (BE+P), což vedlo k nejlepším hodnotám proudu získaných na
tomto vzorku, kdy se podařilo hodnotu proudu snížit o 96%. Nicméně ani úprava
(BE+P) není v čase stabilní, jak vyplývá z V-A charakteristik zobrazených v grafu
4.10 a grafu 4.11 a naměřených -spekter zobrazených v grafu 4.12.
Následně byl znovu podle vzoru BNK3 i tento vzorek upraven metodou
(BEBM) a po dobu 5 min zapasivován. Jak je popsáno v kap. 4.4.2. již samotná
úprava (BEBM) vede k mnohem lepším V-A charakteristikám i spektrům než
metody (BE) či (BM), nicméně hodnoty proudu při vysokých napětích, se pomocí
pasivace podařilo ještě trojnásobně snížit, jak vyplývá z grafu 4.10 a tabulky 4.11.
V grafu 4.10 je vidět, že jak (BEBM), tak i pasivace povrchu vedou k daleko
lepším spektrům, ve kterých je opět vidět nejen hlavní energetický pík -záření
Am241 (kanál 260), ale i RTG čárové spektrum neptunia (kanál 77), na které se
americium radioaktivně rozpadá.
53
Graf 4.10: V-A charakteristika pro dané povrchové úpravy vzorku BNK6
Graf 4.11: Detail V-A charakteristiky daných povrchových úprav vzorku
BNK6 z grafu 4.10 pro nízké hodnoty proudu
54
Graf 4.12: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro různé povrchové úpravy
vzorku BNK6
V tabulce 4.11 jsou uvedeny hodnoty rozlišení, CCE a proudu pro jednotlivé
úpravy povrchu na vzorku BNK6 při napětí U = -800 V. Zároveň je zde i srovnání
hodnot proudu s výchozím stavem. Opět je vidět, že pasivace vede k nejlepším
hodnotám, což je způsobeno snížením svodového proudu, tedy snížením negativních
vlastností povrchových stavů.
Tabulka 4.11: Hodnoty proudu I, energetického rozlišení R a CCE vzorku BNK6
pro různé povrchové úpravy při napětí U = -800 V
Úprava
povrchu
BM
BE
BE+P
BE+P +
6ní
BEBM
BEBM+P
Poloha
maxima
246,9
234,1
257,6
FWHM
R
CCE
I [nA]
77,5
115,6
21,2
31,4%
49,4%
8,2%
91,1%
87,5%
96,3%
-417,75
-303,19
-17,61
% snížení proudu oproti
výchozímu stavu
27,4
95,8
252,9
42,6
16,8%
94,5%
-52,39
87,5
258,1
258,3
20,6
19,8
8,0%
7,7%
96,5%
96,5%
-61,98
-20,32
85,2
95,1
55
Z tabulky 4.11 je též zřejmé, že po úpravě povrchu jak metodou (BE+P) či
metodou (BEBM+P) dostáváme podobné detektorové parametry i hodnoty
svodového proudu, avšak ani jedna z těchto úprav není v čase stabilní a proto by bylo
tedy vhodné zapasivovaný detektor připravený jednou z těchto metod ihned pokrýt
chemicky inertní, neprodyšnou vrstvou. Tento fakt je viditelný i v grafu 4.12 (zelená
křivka), kdy po šesti dnech od zapasivování povrchu došlo k jeho oxidaci, čímž došlo
k anomálii, že po zaznamenání pravé náběžné hrany hlavního fotopíku spektrum
začalo v důsledku šumu opět narůstat.
Stejným postupem byl upraven i vzorek BNL2F1C, kdy opět došlo díky
pasivaci ke snížení hodnoty proudu (o 15%) oproti výchozímu stavu a díky tomu
bylo možné naměřit kvalitnější -spektrum s lepším energetickým rozlišením.
Taktéž se na zapasivovaném povrchu podařilo naměřit přesnější hodnoty
parametru
(,
které
daleko
lépe
korespondují
s hodnotami
určenými
self-konzistentní metodou popsanou v kap. 3.6, než hodnoty určené při povrchové
úpravě (BM), viz tabulka 4.12.
Tabulka 4.12: Hodnoty parametru ()0 určené na vzorkách s povrchovou úpravou
(BM) a (BEBM+P) a hodnota  určená self-konzistentní metodou
BM
BEBM+P
hodnota určená selfkonzistentní metodou
Vzorek
()0 [cm2/V]
()0 [cm2/V]
[cm2/V]
BNL2F1C
4,7 · 10-4
4,36 · 10-4
4,3 · 10-4
BNK3
2,96 · 10-3
1,82 · 10-3
1,77 · 10-3
BNK6
2,11 · 10-3
2,31 · 10-3
2,26 · 10-3
56
4.4.5. Profil vnitřního elektrického pole jednotlivých povrchových úprav
Na vzorku BNK6 byl také určen profil vnitřního elektrického pole metodou
TCT pro povrchové úpravy (BM), (BE), (BEBM) a pasivace (BE+P). Výsledek pro
přiložené vnější napětí U = -800 V je vykreslen v grafu 4.13. Je patrné, že největší
sklon byl naměřen pro úpravu (BE) a tedy nejen materiál kontaktu resp. jeho
výstupní práce, ale i povrchová úprava vzorku ovlivňuje (v tomto případě negativně)
profil vnitřního pole detektoru. Profil (BM), (BE+P) a (BEBM) je podobný,
počáteční hodnoty E0 se liší, jelikož mezi jednotlivými měřeními došlo vždy
k ztenčení vzorku o 100 m.
Zajímavý je také fakt, že po pasivaci vzorku jsem byl schopen naměřit
proudovou křivku při napětí U = -200 V, čehož jsem v důsledku šumu nebyl schopen
při ostatních úpravách povrchu.
Graf 4.13: Profil elektrického pole při napětí U = -800 V pro různé povrchové úpravy
vzorku BNK6
57
4.5. Pasivace Guard Ringu
Pro ověření příznivých vlastností na snížení hodnoty svodového proudu, byl
vzorek popsaný v kap. 4.3 taktéž zapasivován, tedy byla vytvořena struktura GR na
povrchu upraveného metodou (BEBM+P). Naměřené hodnoty proudu tekoucího
skrz vzorek a hodnoty svodového proudu pro obě povrchové úpravy udává
tabulka 4.13 a graf 4.14.
V tomto případě měla pasivace za následek snížení hodnoty svodového
proudu až o 99,6%, přičemž hodnoty tekoucí skrz vzorek zůstaly podobné. Tedy
pasivace neovlivňuje zásadně kontakt kov-polovodič.
Nicméně i po zapasivování povrchu tohoto vzorku, stále 99,7% proudu teklo
po jeho povrchu.
Tabulka 4.13: Hodnoty svodového proudu a proudu tekoucího skrz vzorek při daném
napětí pro různé úpravy povrchu vzorku
BEBM
U [V]
-100
-200
-300
-400
-500
BEBM+P
vnitřní elektroda GR - I [A]
I [nA]
-33,8
-72,3
-118
-184
-306
-0,6
-1,1
-1,8
-2,8
-3,7
GR - I
[nA]
vnitřní elektroda I [nA]
-140
-320
-500
-680
-870
-0,4
-1
-1,5
-2,3
-2,5
58
% snížení svodového
proudu oproti BEBM
úpravě
99,6%
99,6%
99,6%
99,6%
99,3%
Graf 4.14: Hodnoty proudu naměřené na struktuře GR při (BEBM) a (BEBM+P)
povrchové úpravě pro přiložené napětí U = 100 až 500 V
59
5. Shrnutí a závěr
Kvalitní polovodičový detektor na bázi CdZnTe pracující za pokojové teploty
není ovlivněn jen samotnou homogenitou vypěstovaného monokrystalu, ale na jeho
detekční vlastnosti má vliv i kontakt kov-polovodič, jehož kvalita závisí na
povrchových stavech resp. mezivrstvě vytvořené na povrchu polovodičového
materiálu.
Cílem této práce bylo vyzkoušet různé povrchové úpravy polovodiče CdZnTe
za účelem snížení hodnot svodového proudu a získání tak lepších RTG a -spekter
dosahujících kvalitnějších detektorových parametrů (R, CCE).
Na čtyřech vzorcích byly vyzkoušeny různé způsoby leptání povrchu –
chemické, chemicko-mechanické a leptání v plazmatu, a zároveň byla vyzkoušena
pasivace povrchu v 10% roztoku NH4F/H2O2. Po různých úpravách byly změřeny
jednotlivé V-A charakteristiky a porovnána kvalita spekter pro -zářič Am241.
Na vzorku BNL2F1C bylo vyzkoušeno leptání v plazmatu vodíkového plynu
při tlaku 0,4 Torr a maximálním výkonu (200 W), viz kap. 4.3.3. Pomocí měřící
aparatury Zygo NewView 5000 bylo zjištěno, že za těchto podmínek dochází
k homogennímu oleptání povrchu a to do hloubky 100 nm. Bohužel povrch
testovaného vzorku byl před plazmatickým leptáním vyleštěn pouze ručně a
projevily se tak jeho nerovnosti, které měly za následek snížení homogenity oleptání
povrchu vzorku. Také podmínky, ze kterých byl povrch vzorku leptán, se jeví příliš
agresivní, což mělo za následek nárůst svodového proudu a znemožnění naměření
-spekter.
Pro další výzkum plazmatického leptání by bylo tedy vhodné nechat vzorky
vyleštit na automatické leštící aparatuře a vyzkoušet leptání za nižšího výkonu a
tlaků, popřípadě v jiných plynech (Ar, He).
Standardně používané chemické či chemicko-mechanické leptání v roztoku
bromu nedosahuje dostatečných kvalit jako povrch, který je po leptání na dobu 5
minut zapasivován. Na vzorku se strukturou GR se díky pasivaci podařilo snížit
hodnoty svodového proudu oproti chemickému leptání až o 99,6% (viz tab. 4.13). U
některých vzorků nedošlo k tak značnému snížení, avšak pasivace povrchu měla
vždy za následek zlepšení hodnot proudu o 40% - 95%. Díky tomu bylo možné
60
změřit kvalitnější spektra pro gama záření, kde se hodnoty CCE pohybovaly od 95%
do 96,5% a energetické rozlišení kolem 8%.
Stejně jako chemické či chemicko-mechanické leptání v roztoku bromu však
ani tato pasivace vzorku není časově stabilní a dochází pravděpodobně k postupné
oxidaci povrchu, což má za následek opětovný nárůst svodového proudu. Bylo by
tedy vhodné po povrchové úpravě metodou (BEBM+P) detektor pokrýt chemicky
inertní a neprodyšnou vrstvou, aby se zamezilo tomuto nepříznivému jevu.
V rámci dalšího výzkumu by bylo zajímavé provést časovou kvalitativní
analýzu chemického složení povrchu po zapasivování vzorku pomocí X-ray
fotoelektron spektroskopy (XPS). Na takovémto povrchu by bylo také zajímavé
vytvořit kontakt jinou metodou, než jen vysrážením zlata z roztoku – např. chemické
napařování, či naprašování běžně používaných kovů Au, In, Pt a vytvořit tak jiný,
nejen ohmický kontakt.
61
Seznam použité literatury
[1]
C. Szeles, S. A. Soldner, S. Vydrin, J. Graves, and D. S. Bale, “CdZnTe
semiconductor detectors for spectroscopic X-ray imaging,” IEEE Trans. Nucl. Sci.,
vol. 55, pp. 572–582, 2008.
[2]
R. Matz, T. E. Schlesinger, J. C. Lund, and M. Schieber, “CdZnTe spectrometers for
gamma and X-ray applications,” Semiconductors for Room Temperature Nuclear
Detector Applications, vol. 43, pp. 335–335, 1995.
[3]
“http://en.wikipedia.org/wiki/Main_Page.” .
[4]
M. Funaki, Y. Ando, and R. Jinnai, “Development of CdTe detectors in Acrorad,” in
acrorad Co., Ltd.
[5]
L. Šedivý, “Difúze přirozených defektů a příměsí v CdTe/CdZnTe,” Univerzita
Karlova v Praze, 2012.
[6]
L. Votoček, “Příprava a vlastnosti kontaktů na polovodičích typu CdTe/CdZnTe,”
Charles University, 2003.
[7]
R. Triboulet and P. Siffert, CdTe and Related Compounds; Physics, Defects, Heteroand Nano-structures, Crystal Growth, Surfaces and Applications- Part I.:Physics,
CdTe-based Nanostructures, CdTe-based Semimagnetic Semiconductors, Defects.
Elsevier Science, 2010.
[8]
M. A. Berding, “Annealing conditions for intrinsic CdTe,” Applied Physics Letters,
vol. 74, p. 552, 1999.
[9]
“http://www.wikiskripta.eu/index.php/Home.” .
[10]
J. Reichl and
radioaktivita.” .
[11]
E. Belas and P. Moravec, “Polovodičové detektory záření,” pp. 1–27, 2012.
[12]
J. Gerndt, Detektory ionizujícího záření. Praha: ČVUT, 1996.
[13]
O. Frisch, “British Atomic Energy Report,” 1994.
[14]
B. W. Sturm, “GAMMA-RAY SPECTROSCOPY USING DEPTH-SENSING
COPLANAR GRID CdZnTe,” University of Michigan, 2007.
[15]
Z. He, G. F. Knoll, D. K. Wehe, and Y. F. Du, “Coplanar grid patterns and their
effect on energy resolution of CdZnTe detectors,” Nuclear Instruments and Methods
in Physics Research Section A, vol. 411, pp. 107–113, 1997.
[16]
S. M. Sze, Physics of Semiconductor Devices, 2nd ed. New York: John Wiley & Son,
1981, p. 868.
[17]
E. Klier and J. Toušková, Polovodičové Prvky II. SPN Praha, 1986.
M.
Všetička,
“http://fyzika.jreichl.com/main.article/view/802-
62
[18]
M. Slovakia, “http://www.matnet.sav.sk/,” 2006. .
[19]
L. a. Kosyachenko, V. M. Sklyarchuk, O. F. Sklyarchuk, O. L. Maslyanchuk, V. a.
Gnatyuk, and T. Aoki, “Higher Voltage Ni/CdTe Schottky Diodes With Low
Leakage Current,” IEEE Transactions on Nuclear Science, vol. 56, pp. 1827–1834,
Aug. 2009.
[20]
L. Marchini, A. Zappettini, E. Gombia, R. Mosca, M. Lanata, and M. Pavesi, “Study
of Surface Treatment Effects on the Metal-CdZnTe Interface,” IEEE Transactions on
Nuclear Science, vol. 56, pp. 1823–1826, Aug. 2009.
[21]
T. Takahashi, T. Mitani, Y. Kobayashi, M. Kouda, G. Sato, S. Watanabe, K.
Nakazawa, Y. Okada, M. Funaki, R. Ohno, and K. Mori, “High-resolution Schottky
CdTe diode detector,” IEEE Transactions on Nuclear Science, vol. 49, pp. 1297–
1303, Jun. 2002.
[22]
K. Nakazawa, K. Oonuki, T. Tanaka, Y. Kobayashi, K. Tamura, T. Mitani, G. Sato,
S. Watanabe, T. Takahashi, R. Ohno, a. Kitajima, Y. Kuroda, and M. Onishi,
“Improvement of the CdTe diode detectors using a guard-ring electrode,” IEEE
Transactions on Nuclear Science, vol. 51, pp. 1881–1885, Aug. 2004.
[23]
A. E. Bolotnikov, C. M. H. Chen, W. R. Cook, F. A. Harrison, I. Kuvvetli, and S. M.
Schindler, “Effects of bulk and surface conductivity on the performance of CdZnTe
pixel detectors,” IEEE Transactions on Nuclear Science, vol. 49, pp. 1941–1949,
Aug. 2002.
[24]
G. W. Wright, R. B. James, D. Chinn, B. A. Brunett, R. W. Olsen, J. Van Scyoc, M.
Cliftl, A. Burger, K. Chattopadhyay, D. Shi, and R. Wingfield, “Evaluation of NH4F
/ H202 Effectiveness as a Surface Passivation for Cd1-xZnxTe Crystals,” SPIE
Proceeding, vol. 4141, Hard X-Ray, Gamma-Ray, and Neutron Detector Physics II,
2000.
[25]
Š. Uxa, E. Belas, R. Grill, P. Praus, and R. B. James, “Determination of Electric-Field
Profile in CdTe and CdZnTe Detectors Using Transient-Current Technique,” IEEE
Transactions on Nuclear Science, vol. 59, pp. 2402–2408, Oct. 2012.
[26]
Š. Uxa, R. Grill, J. Franc, and E. Belas, “Evaluation of mobility-lifetime product in
polarized semiconductor radiation detector: Case of CdTe,” 14th iWoRID, Figueira
da Foz, Portugal, 1-5 July 2012, Poster no. 154.
[27]
B. V. Nahlovskyy, “The study of chemical diffusion and properties of electric
contacts on CdTe for gamma ray detector applications,” Charles University, 2010.
63
Seznam tabulek
Tab. 1.1: Základní fyzikální vlastnosti CdTe při teplotě 300 K a tlaku 1 atm ……………………………….
4
Tab. 2.1: Důležité materiálové parametry detektorů RTG a gama záření …………………………………. 12
Tab. 3.1: Typy zářičů ………………………………………………………………………………………………………………… 30
Tab. 3.2: Hodnoty určené ze spektrální analýzy detektoru ………………………………………………………. 34
Tab. 4.1: Měrný elektrický odpor vzorků ………………………………………………………………………………….. 41
Tab. 4.2: Výchozí parametry vzorků …………………………………………………………………………………………. 42
Tab. 4.3: Hodnoty svodového proudu a proudu tekoucího skrz GR strukturu …………………………… 42
Tab. 4.4: Časová V-A charakteristika úpravy (BE) …………………………………………………………………….. 44
Tab. 4.5: Detektorové parametry povrchových úprav (BM) a (BE) ……………………………………………. 46
Tab. 4.6: Hodnoty proudu povrchových úprav (BM) a (BEBM) …………………………………………………. 47
Tab. 4.7: Detektorové parametry povrchových úprav (BM) a (BE) ……………………………………………. 47
Tab. 4.8: Parametry plazmatického leptání na testovacím vzorku ……………………………………………. 49
Tab. 4.9: Časová V-A charakteristika vzorku BNK3 pro různé úpravy povrchu ………………………….. 51
Tab. 4.10: Detektorové parametry pasivace povrchu na vzorku BNK3 ……………………………………… 53
Tab. 4.11: Detektorové parametry pasivace povrchu na vzorku BNK6 ……………………………………… 55
Tab. 4.12: Hodnoty parametru  určené na vzorkách
s povrchovou úpravou (BM) a (BEBM+P) …………………………………………….…………………… 56
Tab. 4.13: Hodnoty svodového proudu a proudu tekoucího
skrz vzorek při daném napětí po pasivaci GR …………………………………………………………… 58
64
Seznam obrázků
Obr. 1.1: Sfaleritová krystalická struktura …………………………………………………………………………………….
3
Obr. 2.1: Fotoelektronová emise …………………………………….……………………………………………………………
9
Obr. 2.2: Vnitřní fotoefekt ……………………………………………………………………………………………………………. 10
Obr. 2.3: Schéma fotoodporu ………………………………………………………………………………………………………. 15
Obr. 2.4: Konstrukce CG 1. generace ……………………………………………………………………………………………. 17
Obr. 2.5: Schéma zapojení fotoodporu s CG 1. Generace …………………………………………………………….. 18
Obr. 2.6: Pásový diagram MS struktury před uvedením do rovnováhy …………………………………………
19
Obr. 2.7: Pásový diagram MS struktury po uvedení do rovnováhy ……………………………………………….
20
Obr. 2.8: Pásový diagram Ohmického kontaktu kov-polovodič …………………………………………………….
21
Obr. 2.9: Rovnovážný pásový diagram MIS struktury ……………………………………………………………………
23
Obr. 2.10: Schéma zapojení struktury s GR ………………………………………………………………………………….. 25
Obr. 3.1: Schéma nakontaktovaného vzorku připevněného na měřící podložce …………………………..
29
Obr. 3.2: Schéma aparatury na měření radiačních spekter …………………………………………………………..
30
Graf 3.1: Spektrum -zářiče Am241 pro přiložené vnější napětí U = -100 V až -800 V …………………….. 32
Graf 3.2: Výpočet Hechtovy relace pro -zářič Am241 …………………………………………………………………… 33
Graf 3.3: Spektrum -zářiče Am241 pro přiložené nepětí U = -100 V až - 800 V ………………………………. 33
Obr. 3.3: Schéma aparatury na měření TCT ………………………………………………………………………………….
35
Obr 3.4: Schéma profilu elektrického pole v detektoru ozářeném -částicemi …………………………….
36
Graf 3.4: Napěťové křivky určené metodou TCT …………………………………………………………………………… 38
Graf 3.5: Profil elektrického pole CZT detektoru ………………………………………………………………………….. 39
Graf 4.1: Hodnoty proudu naměřené na struktuře s GR při (BEBM)
povrchové úpravě pro přiložené napětí U = 100 V až 500 V …………………………………………… 43
Graf 4.2: Časový vývoj proudu povrchové úpravy (BE) vzorku BNK6
při napětí U = 500 V zaznamenávaný po 120 s ……………………………………………………………… 45
Graf 4.3: V-A charakteristiky pro úpravy (BM) a (BE) na vzorku BNK6 ………………………………………….. 45
Graf 4.4: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro (BM)
a (BE) povrchové úpravy vzorku BNK6 …………………………………………………………………………… 46
Graf 4.5: V-A charakteristika pro úpravy (BM) a (BEBM) na vzorku BNK6 …………………………………….. 48
Graf 4.6: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V pro (BM)
a (BEBM) povrchové úpravy na vzorku BNK6 ………………………………………………………………… 48
Graf 4.7: V-A charakteristika pro úpravy (BM) a (H2-plasma) na vzorku BNL2F1C ………………………… 50
Graf 4.8: V-A charakteristika pro dané povrchové úpravy vzorku BNK3 ……………………………………….. 52
65
Graf 4.9: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V
pro různé povrchové úpravy vzorku BNK3 …………………………………………………………………….. 52
Graf 4.10: V-A charakteristika pro dané povrchové úpravy vzorku BNK6 ……………………………………… 54
Graf 4.11: Detail V-A charakteristiky daných povrchových úprav
vzorku BNK6 z grafu 4.10 pro nízké hodnoty proudu ………………………………………………….. 54
Graf 4.12: Naměřené -spektrum při napětí U = -800 V
pro různé povrchové úpravy vzorku BNK6 …………………………………………………………………… 55
Graf 4.13: Profil elektrického pole při napětí U = -800 V
pro různé povrchové úpravy vzorku BNK6 …………………………………………………………………… 57
Graf 4.14: Hodnoty proudu naměřené po pasivaci na struktuře GR ……………………………………………… 59
66
Seznam použitých zkratek
(e – h) pár
…………………………………………………………………………………………………. elektron - děrový pár
a
………………………………………………………………………………. sklon vnitřního elektrického pole
BE
………………………………… chemicko-mechanické leštění v 3% roztoku brom-etylenglykolu
BE+P
………………………………… chemicko-mechanické leštění v 3% roztoku brom-etylenglykolu
s následnou 5 min pasivací povrchu v 10% NH4F/H2O2
BEBM
………………………………… chemicko-mechanické leštění v 3% roztoku brom-etylenglykolu
s následným 30 s oleptáním v 3% roztoku brom-metanolu
BEBM+P
……. chemicko-mechanické leštění v 3% roztoku brom-etylenglykolu s následným 30 s
oleptáním v 3% roztoku brom-metanolu a 5 min pasivací povrchu v 10% NH4F/H2O2
BM
……………………………………………………………….. 2 min leptání v 3% roztoku brom-metanolu
CCD
……………………………………………………. charge-coupled device - zařízení s vázanými náboji
CCE
…………………………………………………… charge collecion efficiency - účinnost sběru náboje
CG
………………………………………………………………………………………………………. koplanární mřížka
CZT
………………………………………………………………………………………………………………………. CdZnTe
D
…………………………………………………………………………………………………………….……. detektivita
e/q
………………………………………………………………………………………………………….. náboj elektronu
E0
……………………………………………………………………………. klidová energie elektronu ve vakuu
EA
………………………………………………………………………………………. energie akceptorové hladiny
Ec
……………………………………………………………………………………………………………. vodivostní pás
ED
…………………………………………………………………………………………… energie donorové hladiny
EF
……………………………………………………………………….. energie elektronu na Fermiho hladině
Eg
……………………………………………………………………………………………………….. zakázaná energie
Ek
………………………………………………………………………… kinetická energie elektronu po srážce
Emax
………………………………………………………………………. maximální kinetická energie elektronu
eV
……………………………………………………………………………………………………………….. elektronvolt
Ev
……………………………………………………………………………………………………………….. valenční pás
FG
……………………………………………………………………………………………………………………. Frish grid
k
……………………………………………………………………………………………………… kotaktní potenciál
FWHM
…………………………………………………………………………………………………………….. pološířka píku
GR
……………………………………………………………………………….. Guard Ring - ochranná elektroda
h/E
……………………………………………………………………………………….. energie dopadajícího záření

…………………………………………………………………………………………………….. elektronová afinita
IČ záření
…………………………………………………………………………………………………….. infračervené záření
67
J/I
…………………………………………………………………………………………………………………………. proud
L
…………………………………………………………………………………………………………… tloušťka vzorku
m0
……………………………………………………………………………………. jednotka hmotnosti elektronu
MCA
………………………………………………………………………………………………. multikanálový analyzér
MIS
……………………………………………………………………………………… struktura kov-oxid-polovodič
P
……………………………………………………………………………. pasivace povrchu 10% NH4F/H2O2
Q0
…………………………………………….. maximální náboj, který může vytvořit dopadající záření
qB
…………………………………………………………………………………………………………… energie bariéry
q m
…………………………………………………………………………………………………… výstupní práce kovu
q S
…………………………………………………………………………………………. výstupní práce polovodiče
Qm
………………………………… indukovaný náboj vytvořený pohybem fotogenerovanýc nosičů
R
…………………………………………..……………………………………………………… energetické rozlišení
RTG záření
………………………………………………………………………………………………………. rentgenové záření
TCT
…………………………………………..…………………………………………… transient-current technique
h/e
………………………………………….……………………………………………… doba života díry/elektronu
TOF
………………………………………………………………………………… time of flight - doba letu částice
ttr
……………………………………………………………………………………. transit time - přechodový čas
U
………………………………………………………………………………………………………………………… napětí
vh/e
………………………………………………………………………………………………. rychlost díry/elektronu
W
……………………………………………………………………………………………. neaktivní zóna detektoru
Wp
…………………………………………………………………………………………………………… špičkový výkon
Z
…………………………………………………………………………………………………………….. atomové číslo
68